Theorie statistique des champs, vol.1 French 2868833608, 9782868833600, 9782759802982 [PDF]

Zitiervorschau

Théorie statistique des champs

Claude Itzykson Jean-Michel Drouffe

S A V O I R S

A C T U E L S

InterEditions/Editions du CNRS

@ 1989, LnterEditions, 25, rue Leblanc, 75015 Paris. et Editions du CNRS, 1, Place Aristide Briand, 92195 Meudon. Tous droits réservés. Aucun extrait de ce livre ne peut être reproduit, sous quelqueforme ou par quelque procédé que ce soit (machine électronique, mécanique, à photocopier, à enregistrer ou tout autre) sans l’autorisation écrite préalable de InterEkiitions. ISBN 2-7296-0273-9 ISBN 2-222-04300-X

TABLE DES MATIERES

Avant-propos

......................................................................

XI

Chapitre I . DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX

CHAMPS EUCLIDIENS

....................................................

.

1

1 Mouvement brownien ........................................................ 1.1 Marche au hasard ....................................................... 1.2 Somme sur les chemins ............................................... 1.3 La dimension deux des courbes browniennes ............... 2 Champs euclidiens ............................................................. 2.1 Champ libre ................................................................ 2.2 Champs en interaction et marches aléatoires ............... 2.3 Marche au hasard avec retour exclu et limite n + O ... 2.4 Développement de haute température ......................... 2.5 Le cas unidimensionnel ............................................... Appendice A Réseaux ...................................................... Notes ....................................................................................

1 1 9 11 21 21 24 29 32 36 42 44

Chapitre II . INTEGRALES DE GRASSMANN ET MODELE D’ISING BIDIMENSIONNEL ..............

47

.

.

.

1 Intégrales de Grassmann .................................................. 1.1 Variables anticommutantes ......................................... 1.2 Intégrales .................................................................... 2 Modèle d’king bidimensionnel ........................................ 2.1 Dualité ........................................................................ 2.2 Matrice de transfert .................................................... 2.3 Représentation fermionique ......................................... 2.4 Energie libre ............................................................... 2.5 Aimantation spontanée ............................................... 2.6 Fonction de corrélation ............................................... 2.7 Tension superficielle .................................................... 3 Théorie critique continue ................................................. 3.1 Action effective ........................................................... 3.2 Fonctions de corrélation ..............................................

.

.

47 47 51 57 58 60 61 65 69 75 83 89 90 93

VI11

TABLE DES MATIERES

.

Appendice A Différences quadratiques et équations de Painlevé ............................................................................... Notes ....................................................................................

95 102

Chapitre III .BRISURE SPONTANEE DE SYMETRIE

CHAMP MOYEN

.................................................................

.

105

1 Approximation de champ moyen .................................... 1.1 Constante diélectrique d’un milieu polarisable ............ 1.2 Modèle de spin classique .Symétrie discrète ............... 1.3 Groupe continu d’invariance ....................................... 1.4 L’approximation de Bethe ........................................... 1.5 Exposants critiques ..................................................... 2 Singularités de Lee et Yang ............................................. 2.1 Le théorème de Lee et Yang ........................................ 2.2 Cas unidimensionnel ................................................... 2.3 Propriétés générales .................................................... 2.4 Racines dans le plan des températures ........................ 3 La limite n -+ CO .................................................................. 3.1 La méthode du col ...................................................... 3.2 Factorisation ............................................................... 3.3 Solution en champ extérieur ........................................ 4 Corrections au champ moyen .......................................... 4.1 Transformée de Laplace .............................................. Notes ....................................................................................

105 106 109 115 119 123 129 129 133 134 136 138 138 142 145 148 149 156

...........

159

.

.

.

Chapitre IV . LOIS D’ECHELLE . MODELE X Y

.

.

1 Lois d’échelle Transformations de renormalisation dans l’espace de configuration .................................................. 1.1 Homogénéité et invariance d’échelle ............................ 1.2 Relations de récurrence ............................................... 1.3 Exemples et approximations .......................................

159 159 165 172 173

1.3.1 Décimation unidimensionnelle .............................. 1.3.2 Déplacement des liens ........................................... 175 1.3.3 Règle majoritaire .................................................. 180 1.3.4 Amplitudes critiques .............................................. 186 2 Le modèle XY .................................................................... 189 2.1 Comportement à haute température ........................... 192 2.2 Développement de basse température. Tourbillons ...... 193 2.3 L’action de Villain ...................................................... 200 2.4 Corrélations ................................................................ 204 2.5 Flot de renormalisation ............................................... 209 Appendice A . Systèmes bidimensionnels à symétrie continue ..................................................................................... 215 A.1 Inégalité sur l’aimantation .......................................... 215 A.2 Inégalité sur les corrélations ........................................ 218

.

TABLE DES MATIERES

IX

.

Appendice B Renormalisation phénoménologique ...... Notes ....................................................................................

220 226

.....

229

1 Lagrangien et analyse dimensionnelle ............................ 1.1 Présentation ................................................................ 1.2 Fonctions génératrices et analyse dimensionnelle ......... 2 Méthode perturbative ....................................................... 2.1 Série diagrammatique ................................................. 2.2 Classement topologique ............................................... 2.3 Prolongement dimensionnel ......................................... 2.4 Facteurs associés à un groupe d’invariance .................. 2.5 Comptage de puissances .............................................. 2.6 Renormalisation perturbative ...................................... 3 Groupe de renormalisation .............................................. 3.1 Flot de renormalisation ............................................... 3.2 Exposants critiques ...................................................... 3.3 Du point fixe gaussien au point critique ...................... 3.4 Fonctions de corrélation au point critique ................... 3.5 Développement au voisinage du point critique ............ 3.6 Lois d’échelle pour T < Tc .......................................... 4 Corrections aux lois d’échelle .......................................... 4.1 Déviation au point critique ......................................... 4.2 Corrections logarithmiques en dimension quatre ......... 4.3 Opérateurs inessentiels ................................................ 5 Résultats numériques ........................................................ 5.1 Développement en E .................................................... 5.2 Equation d’état ........................................................... 5.3 Rapports d’amplitudes ................................................ 5.4 Résultats tridimensionnels .......................................... Appendice A Points multicritiques ............................... Notes ....................................................................................

229 229 232 237 237 241 245 254 256 259 265 265 273 276 278 284 290 295 295 297 300 304 304 306 308 310 311 319

....

321

Chapitre V

GROUPE DE RENORMALISATION

.

. .

.

.

.

.

Chapitre VI .CHAMPS DE JAUGE SUR RESEAU

.

1 Généralités .......................................................................... 1.1 Présentation ................................................................ 1.2 Limite continue ........................................................... 1.3 Paramètre d’ordre et théorème d’Elitzur ..................... 1.4 Dualité ........................................................................ 2 Structure du diagramme de phase .................................. 2.1 La solution de champ moyen ....................................... 2.2 Corrections au champ moyen ...................................... 2.3 Groupes discrets : développement en l / d .................... 2.4 Groupes continus : calcul des corrections .....................

.

321 321 325

333 336 342 342 348 351 353

X

TABLE DES MATIERES

.

3 Développement de couplage fort ..................................... 3.1 Convergence ................................................................ 3.2 Développement en caractères ...................................... 3.3 Energie libre ............................................................... 3.4 La tension de corde et la transition rugueuse .............. 3.5 Le spectre de masse .................................................... 4 Fermions sur réseaux ........................................................ 4.1 Le problème du doublement ........................................ 4.2 Le théorème de Nielsen-Ninomiya ............................... 4.3 Fermions de Kogut-Susskind ...................................... Notes ....................................................................................

.

INDEX

................................................................................

357 357 361 366 370 375 378 378 381 383 386 389

Avant-propos

La théorie quantique des champs vise à décrire les interactions fondamentales dans un cadre unique conciliant les principes de la mécanique quantique et les invariances géométriques et cinématiques. Cette discipline s’est enrichie, au cours des deux dernières décennies, d’applications insoupçonnées, qui tiennent à la parenté de ses méthodes avec celles de la physique statistique, à travers l’étude des phénomènes critiques ou des modèles de physique du solide. Certains développements ont permis de s’affranchir en partie des techniques perturbatives, qui sont à la source de succès considérables dans le domaine des interactions électromagnétiques et faibles. En jetant un jour nouveau sur le rôle du groupe de renormalisation, en permettant d’aborder des questions comme le confinement des constituants dans la chromodynamique, en s’ouvrant aux possibilités de simulation numérique, en découvrant des problèmes nouveaux comme ceux posés par la théorie des cordes quantiques, la théorie des champs s’est entièrement renouvelée. Nous nous sommes attachés à en donner un panorama complétant un texte précédent sur la théorie quantique des champs écrit par l’un des auteurs en collaboration avec J.-B. Zuber. Bien qu’on suppose du lecteur qu’il possède quelques rudiments de cette théorie, le présent ouvrage veut éviter de faire de trop nombreux appels à des connaissancesextérieures et s’inscrit ,dans le cadre d’un enseignement destiné à de jeunes chercheurs et, plus généralement, à des scientifiques intéressés par les progrès de cette discipline. L’abondance des matières, le rythme rapide des nouvelles contributions et les compétences limitées des auteurs ont cependant posé des bornes à l’ensemble des sujets traités. Si l’on veut bien admettre ces limites, nous avons cependant tenté de décrire les fondements de la théorie euclidienne des champs, reposant sur l’usage des intégrales de chemins de Feynman et concrètement réalisée à travers les modèles statistiques qui utilisent un réseau discret, dont le paradigme est le modèle d’Ising. Ce point de vue permet d’attribuer un sens global aux quantités physiques, d’étudier des régimes de couplage fort, suggère l’existence de transitions de phases et montre le rôle du groupe de renormalisation agissant comme filtre des propriétés universelles au voisinage des théories critiques continues.

XII

AVANT-PROPOS

Le premier volume est consacré pour l’essentiel à l’illustration de ces thèmes. I1 s’ouvre par une étude des chemins aléatoires et leur relation avec les champs bosoniques, et introduit les intégrales fermioniques sur l’exemple du modèle d’Ising bidimensionnel. I1 expose la méthode du champ moyen, les propriétés relatives à l’invariance d’échelle, et illustre les idées de la renormalisation dans le cadre de la transition de Kosterlitz et Thouless du modèle des rotateurs. Un long chapitre est consacré à la théorie des transitions de phases continues à partir des idées de Wilson, où nous nous sommes appuyés sur les contributions de nos collègues E. Brézin, J.-C. Le Guillou et J. Zinn-Justin. C’est encore à Wilson qu’on doit la formulation des théories de champs de jauge sur réseau et leurs applications à la chromodynamique et au confinement dont la présentation clos la première partie. Le second volume est plus éclectique. On y trouve d’abord des indications sur les développements de haute ou basse température et les applications des simulations numériques de Monte Carlo, en particulier à la chromodynamique. Un copieux chapitre décrit les résultats récents concernant les systèmes critiques bi-dimensionnels, dans le cadre des théories conformes, qui servent aussi d’outil à la théorie des cordes quantiques. Nous discutons ensuite les applications de l’intégration fermionique à des systèmes désordonnés simples. Enfin le dernier chapitre expose quelques résultats de géométrie aléatoire et introduit l’étude des surfaces fluctuantes. Dans la première partie, au risque de répétitions, nous nous sommes efforcés de présenter le sujet de manière aussi élémentaire que possible. Nous ne supposons du lecteur qu’une certaine familiarité avec la notion de poids statistique de Gibbs, ainsi qu’avec la représentation des amplitudes de transition quantiques comme superpositions relatives à toutes les évolutions possibles, affectées d’un poids exponentiel dans l’action. C’est précisément ce parallélisme qui est à la source des convergences évoquées précédemment. Le choix des sujets traités et les nombreuses omissions reflètent les intérêts des auteurs et leurs préoccupations. Nous ne sommes que trop conscients de nombreuses lacunes dont la liste serait à l’origine d’un texte encore plus volumineux. I1 est quelque peu dangereux de vouloir systématiser ce que l’on a cru comprendre sans laisser percer deci-delà des ignorances. I1 est bon de comprendre à quel point la recherche débouche sur des problèmes ouverts, des questions en suspens, des interrogations. Comprendre nécessite le plus souvent que l’on reprenne la plume, que l’on retrace les étapes d’un raisonnement, que l’on refasse un calcul, que d’une faqon générale on ne se satisfasse jamais de ce que l’on trouve écrit ou dit ici et là. Malgré tous nos efforts, et ils s’étalent hélas sur une trop longue période, il nous a été difficile, voire impossible, de polir suffisamment notre texte pour éviter les notations conflictuelles, fruit de l’usage, les erreurs matérielles, voire les erreurs tout court. Comme il est rituel, nous invitons le lecteur patient à les redresser et à nous en faire part. Nous espérons cependant que ces défauts inévitables ne nuisent pas trop à la compréhension de

AVANT-PROPOS

XII1

l’ouvrage, même si une quantité change parfois de symbole de chapitre en chapitre, ou si la même lettre désigne dans des paragraphes voisins deux entités distinctes. Nous avons inclus des passages en petits caractères, concernant des compléments, des explications et quelquefois des exercices, le plus souvent résolus. E n outre, quelques appendices constituent de (trop) brefs résumés de sujets qu’il n’était pas possible de présenter en détail. Enfin des notes bibliographiques complètent chacun des chapitres et sont destinées à indiquer nos sources, fournir des jalons, et surtout à encourager le lecteur à poursuivre son étude dans les articles originaux ou de revue. Ces notes sont évidemment très incomplètes. Parmi les textes qui servent de références, figurent bien entendu ceux de la série publiée par C. Domb et M.S. Green, et maintenant J. Lebowitz, intitulée Phase Transitions and Critical Phenomena, publiée par Academic Press (New York). En ce qui concerne la mécanique statistique, citons K. Huang, Statistical Mechanics, J. Wiley and Sons, New York (1963), H.E. Stanley Introduction to Phase Transitions and Critical Phenomena, Oxford University Press (1971), S.K. Ma Modern Theory of Critical Phenomena, Benjamin New York (1976) et Statistical Mechanics, World Scientific, Singapour (1985), D.J. Amit Field Theory, the Renormalization Group and Critical Phenomena, World Scientific, Singapour (1984). Tandis que nous préparions cette édition sont venus s’ajouter plusieurs ouvrages traitant des mêmes sujets. I1 s’agit tout d’abord du livre de M. Le Bellac Des phénomènes critiques aux champs de jauge, une introduction aux méthodes et aux applications de la théorie quantique des champs, publié dans la même collection par InterEditions, Editions du CNRS Paris (1988) et de ceux de G . Parisi Statistical Field Theory, Addison Wesley, New York (1988) et S. Polyakov Gauge Fields and Strings, Harwood (1988). Enfin un traité de J. Zinn-Justin devrait paraître sous peu. La référence classique où l’on trouve un traitement des intégrales de chemins est R.P. Feynman et A.R. Hibbs Quantum Mechanics and Path Integrals, Mc Graw Hill, New York (1965). Des aspects variés sont discutés dans C. Itzykson et J.-B. Zuber Quantum Field Theory, Mc Graw Hill, New York (1980), P. Ramond Field Theory, A Modern Primer, Benjamin, Cummings, Reading, Mass. (1981), J. Glimm et A. Jaffe Quantum Physics, Springer, New York (1981). De nombreux progrès récents de la théorie des champs qui n’ont pas trouvé place dans notre traitement sont présentés dans S. Coleman Aspects of Symmetry, Cambridge University Press (1985), S. Treiman, R. Jackiw, B. Zumino et E. Witten Current Algebra and Anomalies, World Scientific, Singapour (1985). Pour s’initier aux systèmes intégrables, on consultera R. Baxter Exactly Solved Models in Statistical Mechanics, Academic Press, New York (1982) et M. Gaudin La Fonction d’Onde de Bethe, Masson, Paris (1983). Bien entendu cette liste n’est qu’indicative et l’on trouve de nombreuses autres références dans les notes.

XIV

AVANT-PROPOS

L’un des auteurs (C.I.) remercie ses collègues qui lui ont fourni l’occasion d’enseigner des parties de cet ouvrage dans le cadre du Troisième cycle de Suisse Romande à Lausanne, du Département de Physique de l’université de Louvain la Neuve, du Troisième cycle de Physique Théorique à Marseille et à Paris, où les deux auteurs ont eu l’opportunité de participer à l’enseignement. Nos remerciements vont aux secrétaires de ces institutions qui ont pris part à la frappe des divers textes préliminaires, ainsi qu’à toutes celles et tous ceux qui ont permis la réalisation finale, à Dany Bunel et Sylvie Zaffanella qui ont eu la lourde charge de mettre au point le manuscrit, à M. Leduc qui a accueilli ce livre dans sa collection. Nous remercions chaleureusement les chercheurs et amis du Service de Physique Théorique à Saclay qui au cours des années ont été nos interlocuteurs et collaborateurs et qui sont trop nombreux pour être tous cités ici. Enfin le Commissariat à 1’Energie Atomique et son Institut de Recherche Fondamentale nous ont toujours offert des conditions de travail d’une qualité difficile à égaler. C’est en quelque sorte témoigner de notre gratitude que de dédier ce livre aux futurs chercheurs. C’est aussi la raison pour laquelle nous sommes heureux de bénéficier d’une édition française grâce au concours du Centre National de la Recherche Scientifique. Bien souvent il nous est arrivé d’hésiter sur une formulation, simplement parce que nous avions perdu l’habitude de nous exprimer dans notre langue et que nous cherchions un précédent impossible à trouver, tant la langue anglaise a fini par envahir toutes les publications dans notre domaine. S’il n’est pas souhaitable de retourner à l’époque de la tour de Babel et si l’on ne peut espérer revenir aux siècles où le français était une langue scientifique universelle, du moins peut-on souhaiter maintenir un vocabulaire et une capacité d’exprimer les idées contemporaines dans sa propre langue. Sans prétendre aux effets de style, nous nous sommes attachés à trouver une terminologie simple qui puisse rendre compte de concepts nouveaux et nous nous associons à tous les efforts, heureusement de plus en plus nombreux, pour maintenir une langue scientifique vivante. Saclay, Février 1989

Avertissement Dans cet ouvrage, nous avons utilisé les notations internationales. Ainsi, les nombres décimaux ont un point décimal plutôt qu’une virgule, In représente le logarithme népérien, tan la tangente, sinh, cosh, tanh les lignes hyperboliques, etc.

CHAPITRE I

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

On sera peut-être surpris de nous voir entreprendre cette étude par une description du mouvement brownien. Ce sujet constitue pourtant une introduction naturelle au concept de champ euclidien quantique, comme on le verra par la suite, et permet de donner une interprétation intuitive qui met en relief le rôle joué par la dimensionalité. Les courbes browniennes ont une dimension effective égale à deux (leur dimension de Hausdorff). Ce fait est particulièrement riche d’informations. I1 signifie, entre autres, que deux courbes de ce type ne peuvent se couper’ donc interagir, si la dimension est supérieure à quatre. C’est ce que nous montrons dans la première partie du chapitre I, où nous discutons aussi le passage d’une version discrète, c’est-àdire faisant intervenir un réseau, à une marche dans l’espace continu. Nous présentons dans la deuxième partie une analyse semblable pour les champs en interaction, initialement développée par K. Symanzik. Cette analyse est reliée aux développements de couplage fort, ou encore à haute température, qui seront étudiés plus loin, en particulier au chapitre VI de ce volume et au chapitre VI1 du deuxième volume. L’utilisation des champs à n composantes fournit le moyen d’introduire les marches avec retour exclu, grâce à l’artifice d’un prolongement dans la variable n et un passage à la limite n O. Nous concluons ce chapitre par une discussion des systèmes élémentaires à une dimension. Ceci nous offre l’occasion de présenter le concept de matrice de transfert .

1. Mouvement brownien 1.1 Marche au hasard Considérons une marche au hasard sur un réseau régulier et infini de l’espace euclidien à d dimensions. Chaque point du réseau possède q voisins; q est appelé le nombre de coordination du réseau. A intervalles de temps réguliers At = 1, un marcheur choisit de quitter le point qu’il occupe pour l’un de ses voisins, choisi au hasard. La probabilité de le retrouver à l’un quelconque des points voisins est l / q . Les déplacements successifs sont indépendants. Pour simplifier, nous choisissons un réseau (hyper)cubique

2

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

1.1.1

engendré par d vecteurs de translation orthogonaux e(l),..., e ( d ) tels que e(,) . e(,) = hFV. Les points seront notés x = +e(,), les coordonnées x, étant des entiers. Pour un tel réseau, on a q = 2d. La figure 1 donne une illustration pour une marche au hasard de 2000 pas en dimension deux. Notez la présence des grands domaines où le marcheur a visité tous les points.

-

A-

Figure 1 : Marche au hasard de 2000 pas en dimension 2.

Cherchons en premier lieu à déterminer la probabilité conditionnelle P(x1,t l ;X O , t o ) qu’a le marcheur d’être au point x1 au temps ti sachant qu’il était au point xo au temps to. Pour tl = t o , on a

~ ( x 1 1 ~ o ; x o ,=~~x,,,, o)

(1)

n;=,

Le symbole 6,,,,, est une notation compacte pour le produit bZyZ;. La probabilité P n’a de sens que pour tl 2 to et ne dépend que des différences tl - t o , x1 - XO, le processus étant invariant par translation dans le temps et dans l’espace. A tl fixé, la condition de normalisation s’écrit

~ P ( x l , t l ; x o , t o=) 1

(2)

x1

Chacune des probabilités P est positive ou nulle. La formulation discrète, adoptée ici, dépend fortement du choix du réseau. Par exemple si ti - to est pair (impair) le marcheur ne peut se trouver que sur un site dont la somme des coordonnées de x1 - xo est paire (impaire). Nous serons cependant intéressés par des caractéristiques asymptotiques qui ne dépendent plus de la structure du réseau. I1 existe une relation linéaire de récurrence entre les probabilités P au temps t et t 1 qui exprime que le marcheur ne peut atteindre le point x au temps t -I-i que s’il était en un site voisin x’ = x f e(,) au temps t

+

1.1.1

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

P(x, t

c

+ 1;xo, to) = 2d1

-

P(x’, t; XO’ to)

3

(3)

x>

voisin d e x

Cette relation généralise évidemment la construction du triangle arithmétique de Pascal correspondant au cas d = 1. Les équations (1) et (3) déterminent alors P . Nous l’illustrons sur la figure 2 pour un cas bidimensionnel.

t=O

t=l

1

1 1 . 1 1

1

4

t=3 1 3 . 3 3 . 9 . 3 1 . 9 . 9 . 1 3 . 9 . 3 3 . 3 1 64

t=2

2 1 . 2

1 . 2 4 . . 2 1

1

16

Figure 2 : Probabilités relatives pour une marche au hasard en dimension 2 sur un réseau carré. Le facteur de normalisation est 4-t.

L’équation (3) introduit une version discrétisée de l’opérateur laplacien que nous noterons A,,

ce qui permet de récrire P(x, t

+ 1;XO, to)

-

P ( X ’ t;xo, to)

= A,P(x, t; xo, to)

(5)

approximation aux différences finies de l’équation de diffusion dans le continu

(a

- A)

P=O

La solution des équations (3) ou (5) s’obtient par transformation de Fourier. Notant

4

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

1.1.1

nous trouvons

F(k,t

+ 1) = -d1

d COS k,&k,

t),

avec p ( k , t o )= e-ik‘xo

p=l

On en déduit

Nous voulons maintenant examiner ces expressions avec une résolution grossière relativement au pas du réseau et pour des temps suffisamment longs. I1 est commode pour cela de faire un changement d’échelle sur les vecteurs de base en introduisant une longueur élémentaire a, de sorte que e(,) eJ.1 = a2ôclvet de considérer que l’intervalle de temps élémentaire est r au lieu de 1. Dans les représentations précédentes il faut alors faire les substitutions t -+ t / r , x + x/a et k -+ ak, ce qui revient à

(9) Nous voulons maintenant faire tendre a et r vers zéro, en maintenant les distances et les intervalles de temps fixes. La probabilité de trouver le marcheur au voisinage de X I , dans un volume Ax suffisamment grand par rapport à la maille ad, mais suffisamment petit pour que P ne varie pas de façon appréciable à l’intérieur de Ax (ce qui implique (tl - to)/r grand), est donnée par

p(x1- xo,ti - to)Ax =

xi €xi +Az

l‘(xi -xo; ti -to)

N

Ax -P(xi ad

-xo, ti - to) (10)

La densité de probabilité p = P/ad est alors

(11) La limite n’a de sens que pour a et r tendant vers zéro de telle sorte que r/a2 reste fini, comme on le voit en développant le cosinus

1.1.1

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

5

où nous avons choisi une échelle de temps en posant 1

= -a2

2d

Dans ces conditions

Nous reconnaissons le noyau caractéristique de l’équation de la diffusion dans le continu. Ce noyau positif, symétrique, satisfait aux relations

tz

> ti > t o =+

La condition (15a) exprime la conservation des probabilités; elle généralise au continu l’équation (2) établie pour le cas discret; (15b) redonne la condition initiale en mesure, malgré les approximations faites. Quant à (15c) c’est l’équation de diffusion. Enfin (15d) traduit le fait qu’à un temps intermédiaire tl compris entre t o et t a le marcheur qui a la mémoire (très) courte se trouvait quelque part. Cette dernière relation, caractéristique d’un processus Markovien est en accord avec la propriété de convolution des intégrales gaussiennes et nous permettra d’obtenir par la suite une représentation en terme d’intégrale sur les chemins, pendant continu d’une propriété analogue sur le réseau. Avant d’élaborer ce point, revenons à la limite (11) ce qui nous a permis de trouver une loi de diffusion (14) isotrope et invariante par translation, fonction de ( X I - X O ) ~à ,partir d’une variante discrète qui ne possédait

6

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

1.1.1

que les symétries cubiques. Ce faisant, nous avons fixé les intervalles de temps tl - to et les distances x1 - xo physiques et nous avons considéré que les mailles spatiales a et temporelle T tendaient vers zéro, le rapport 7 / a 2 restant fixé. En toute rigueur, il fallait que les coordonnées de XI - xo et tl - to soient des multiples de a et T respectivement. Nous aurions bien sûr pu procéder à l’inverse en faisant tendre x1 - xo et tl - to vers l’infini à l’échelle des mailles, mais la visualisation en aurait souffert. La première démarche rappelle la limite ultraviolette en théorie des champs où un facteur de coupure (proportionnel ici à u-’ dans une échelle de nombre d’onde) tend vers l’infini, les quantités mesurables étant maintenues constantes. Dans le cas présent nous avons aussi utilisé un facteur de coupure 7-l dans les fréquences, avec la relation T-’ a-2. Une interprétation que nous développerons plus loin est que la courbe brownienne typique a une “dimension” égale à deux. On parle de dimension de Hausdorff. La courbe étant parcourue à vitesse constante (les intervalles entre sauts sont égaux à T)’sa longueur est proportionnelle à tl - to, la distance typique parcourue n’étant que de l’ordre Ixl(tl - to)*. De manière imagée, si avec une quasi-certitude l’ensemble des courbes browniennes issues d’un point sont contenues dans un (hyper) volume 0 et si on fait croître leur longueur t l - t o d’un facteur A, le nouveau volume nécessaire pour les contenir aura une taille AdI20.Si on définit un exposent Y caractérisant la distance bord à bord selon N

XOI

-

1x1 - XOI

-

(tl - to)”

alors la valeur de v pour le mouvement brownien est

premier exemple simple d’exposant critique. Nous reviendrons souvent sur cette notion dans les chapitres qui suivent. A vrai dire, l’explication la plus élémentaire du résultat (16)-(17) est le théorème central limite en théorie des probabilités. Les pas successifs sont des variables aléatoires non corrélées et l’écart quadratique moyen de la somme des distances ne croît que comme le nombre de termes, c’est-à-dire le nombre de pas. Vérifier que la marche au hasard sur un réseau bidimensionnel triangulaire conduit à la même limite continue (14) que celle sur un réseau carré. Sur un réseau triangulaire chaque point a q = 6 voisins. I1 est commode, comme on le voit sur la figure 3, d’utiliser une base redondante de 3 vecteurs e ( i ) tels que = O, e2 = 1, e(i). e(j) = -$ (i # j). La probabilité (i) conditionnelle que le marcheur soit au point x au temps t 1 est donnée par

+

1.1.1

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

Figure 3 : Le réseau triangulaire et sa première zone de Brillouin.

Les points du réseau sont repérés par trois entiers {ni},avec x = nie(;). On peut ajouter une constante aux ni sans changer x. De même la grandeur conjuguée k = x k i e ( i ) est caractérisée par trois nombres ki, auxquels on ki = O . On a donc impose la condition supplémentaire 3 k.x= -xkin, 2

,

3 k2 = - ( k S + k g + k z ) 2

Le domaine d’intégration dans la variable k est l’hexagone lkil est 2a2&. Ceci conduit à

< a,dont l’aire

P(x,t) = Changeons maintenant d’échelleselon la règle x + x/a, k -+ ka, t + t / r , t = a 2 / 8 , nous obtenons alors, à la limite a -+ O le même résultat que précédemment

en utilisant le fait qu’il y a 2Ax/a2& points du réseau dans une portion d’aire Ax. Ce résultat confirme l’universalité de la limite isotrope. En dimension arbitraire cette construction peut être considérée comme la projection de la base orthonormée d’un réseau hypercubique à ( d 1) dimensions sur l’hyperplan x1 + . . . + x d + l = O . Le réseau ainsi obtenu est le dual de la section du réseau hypercubique par le plan précédent. Pour d = 3, ceci donne le réseau cubique centré dual du réseau cubique à face centrée.

+

7

8

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

1.1.1

Le temps moyen passé en un point, fini ou infini, est donné par l'expression

qui satisfait à

soit encore

Cette relation justifie le nom de fonction de Green (symétrique et positive) de l'opérateur -AT. On constate que G(x) est bien défini pour d > 2. Pour d = 1 ou 2 le temps passé en un point est infini, en raison de la divergence infrarouge de l'intégrale (18) où l'intégrand se comporte comme ddk/k2 pour k2 petit. On peut cependant former alors la différence G"(x1 - XO)= G ( x ~- XO) - G(0) CO

P(x l,tl;x o ,to ) - P(xo,t1;xo,to)

= t1=to

ddk

COS k

=sm

. (XI

- XO)- 1

(21)

l-dC 1C O S k , I.(

qui est bien définie quelle que soit la valeur de d . Elle satisfait encore à l'équation (20)' puisque formellement on n'a fait que soustraire une constante, qui peut être infinie. Cependant on perd ainsi la propriété de positivité, comme l'illustre l'expression de G" à une dimension

Plus généralement considérons CO

G(x1 - x0,X) = X

X ti-to P (x i,ti;~ o ,to ) t1=to

qui coïncide pour X = 1 avec la fonction de Green considérée plus haut. Pour 1x1 < 1, la somme est convergente et admet la représentation intégrale

1.1.1

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

G(x1 - xo,A) =

/

9

eik.(xl-xo) (2T)d A-1 -

+ E, cosrc,

(24)

qui montre en outre que

[-A,

+ (A-’

- l)]G(x,X) = bX,o

(25)

I1 s’agit donc de l’analogue du propagateur massif en physique des particules. Si l’on réintroduit le pas du réseau, x + x/a, k -f ka,la quantité qui possède une limite continue est obtenue pour l / X G 1 m2a2/2d, à la limite où a + O

+

1.2 Somme sur les chemins Les propriétés du mouvement brownien peuvent aussi bien s’exprimer en terme de sommes sur les chemins parcourus. Ceci parait tout naturel dans le contexte présent et se trouve à la source de généralisations de plus en plus puissantes. Cette interprétation découle directement de la relation (3) : un chemin de longueur t 1 est obtenu en ajoutant un maillon à un chemin de longueur t. L’itération de cette relation conduit à

+

q x 1 , t1;xo,t o ) =

Nombre de chemins joignant xo à

XI

avec t l - t o pas

Nombre total de chemins issus de xo avec t l - t o pas

(27)

Le dénominateur est égal à (2d)t1-t0 = qtl-to. Une autre démonstration découle de la formule (8)’ où l’on remplace les cosinus par des exponentielles, l’on développe l’intégrand et l’on intègre en k les termes successifs. L’égalité (27) s’interprète en disant que tous les chemins effectués pendant le temps ti - t o sont équiprobables. Nous pouvons encore récrire cette formule

(28) où l’on a pris une longueur unité pour chaque maillon élémentaire et posé x(0) = XO, x(tl - t o ) = xl. Cette expression se prête difficilement à un passage au continu. I1 est bon d’introduire une notation plus compacte. Nous désignerons par w un chemin joignant xo à XI. Par construction c’est un ensemble de liens du réseau dont la “frontière” dw, c’est-à-dire l’ensemble des sites qui appartiennent à un nombre impair de liens de w , se réduit

10

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

1.1.2

à {xo,x~}. Plus précisément, la définition de w suppose qu’on spécifie la

manière dont on le décrit au cours du temps. On exprimera donc (27) comme

avec lu(nombre de liens de w.Cex expressions se généralisent aux fonctions de Green, et d’après (23) pour X < 1,

Le temps de séjour en x1 s’obtient par passage à la limite X -+ 1. Cette formule suggère que le passage au continu implique une somme sur des chemins pondérés par une exponentielle de la forme exp(-A Iwl)où Iw[désigne encore la longueur du chemin. Par abus de langage l’argument de l’exponentielle (au signe près) est désormais baptisé action, par analogie avec la mécanique quantique, alors qu’en mécanique statistique d’équilibre, à un facteur p = 1 / k T près, on l’identifierait plutôt à l’énergie d’une configuration classique - ici un chemin allant de xo à XI. Quoiqu’il en soit, la façon correcte de tendre vers la limite asymptotique du continu consiste, comme on la déjà vu, à regrouper de très nombreux termes infinitésimaux lorsque la maille a tend vers zéro. Ceci produit une forme très différente pour l’action, de sorte que les formules précédentes, se prêtent mal à cette opération. Xuus allons plutôt procéder comme suit Commençons par remarquer que (avec a2 = 2dr)

1 0 2dad-2

= lim ___ a-O

a2 O0 exp 2d t/r=O

= lim a-O

=

x t

3

(--)

m2a2t p ( x , t) 2dr

lm dt eFmZtp(x, t)

On aurait d’ailleurs aussi pu procéder directement en combinant les relations (26) et (14). Utilisons alors la propriété de convolution (15d)

1.1.2

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

11

En subdivisant ainsi l’intervalle de temps tl - t o un nombre arbitraire de fois et en utilisant l’expression (14) pour la fonction p , il vient

(avec xo = xi,x, = xf ) . Ceci donne un sens précis à la formule symbolique

où Dx(t) implique les intégrales sur les positions aux temps intermédiaires normalisées comme l’indique (33). De même (31) nous donne une formule semblable pour g(x, m 2 )

Ces intégrales de chemins dans le continu - qui malgré leur apparence symbolique ont un sens précis indiqué par la formule (33) - apparaissent assez différentes de leurs analogues discrets. L’action est à présent s,” dt’(m2 i X ( t ’ ) 2 ) l’inverse , de m donnant l’échelle des distances. Cette formule résulte du comportement à courte distance de la limite continue p(x,t) exp(-x2/4t), et non de son original discret P . Un petit incrément de distance continue est la somme d’un nombre infini de pas sur le réseau. On notera que dans la notation continue la longueur d’un chemin serait s,” d t ’ d w . Il faut remarquer aussi que les expressions discrètes étaient indépendantes d’une paramétrisation des chemins. Il n’en est plus ainsi formellement de l’action qui intervient dans (35).

+

N

1.3 La dimension deux des courbes browniennes Dans l’espace tridimensionnel deux éléments de surface se coupent en générai suivant une courbe, à quatre dimensions en des points isolés. Sauf situation exceptionnelle, en dimension plus grande que quatre une surface ne se recoupe pas. Un mouvement brownien ressemble plus à cet égard à une surface qu’à une courbe. En probabilité, nous nous attendons A des propriétés analogues qui seront à la source d’une compréhension intuitive de certaines caractéristiques fondamentales des phénomènes critiques.

12

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

1.1.3

Précisons ces idées en revenant à la marche au hasard sur le réseau cubique, avec la probabilité de présence au temps t au point x donnée par (8). Cherchons maintenant à savoir quelle probabilité a le marcheur d’être passé par un site x pendant l’intervalle de temps t , en supposant qu’il soit parti de l’origine au temps t = O. On convient que si x = O, la probabilité de visite en question est celle de retour à l’origine en excluant ainsi l’instant de départ. Nous maintiendrons cette convention dans la suite sans nous y référer explicitement. Pour calculer la quantité cherchée il ne suffit évidemment pas de sommer P(x,t ) sur t. Nous l’avons vu, cette somme n’est pas une probabilité mais le temps moyen passé au point z; nous verrons cependant que la quantité cherchée est intimement liée à cette somme qui est aussi la fonction de Green. Définissons des quantités intermédiaires Pi (x,t ) donnant la probabilité d’être au point x pour la i-ème fois au temps t . Comme il s’agit d’événements exclusifs on a Ca

P(x,t ) = &,o&,o

+

Pi@,t )

(36)

i=l

Seul un nombre fini de termes contribue à cette somme, puisque Pi(x,t) s’annule lorsque i > t. En outre Pi(x,O) = O. Or un i 1-ème passage au point x suit un i-ème passage. Etant donné l’homogénéité spatiale et temporelle du mouvement, on en tire la relation de récurrence

+

En sommant sur les valeurs de i de 1 à l’infini, on trouve

La quantité cherchée - probabilité D(x) d’être passé par x au moins une fois - est la somme des probabilités des événements exclusifs de premier passage. I1 est commode d’introduire la fonction génératrice Ca

XtP1(X,t )

D(X,A) =

(Pl 5 1)

(39)

t=O

telle donc que

n(x) = II(x,x = 1) En tenant compte de la définition du propagateur (33)’ on tire alors de (38) que

1.1.3

13

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

Le facteur X supplémentaire introduit dans la définition de G explique l’apparition de la combinaison X-lG. En faisant successivement x = O et x # O dans (41) on obtient une nouvelle interprétation remarquable du propagateur en terme de la probabilité de visite II

Si d 5 2, le temps passé en tout point est infini donc G(x,X) = 00 et n(x, A) = 1 quel que soit x à la limite X 1. Comme annoncé on a donc la certitude que le marcheur visite tout point (Pblya 1921)’ ce qui justifie l’ancien adage: “tous les chemins mènent à Rome”. Si d > 2 la probabilité de retour à l’origine II(0) = 1 - G(O,l)-l est positive mais inférieure à l’unité et elle décroît avec l/d aux grandes valeurs de d. D’ailleurs G ( 0 , l ) admet un développement en d-’ d’après l’expression (18)

G(O,1)=1+-+3 2d

-

+12 -

+60

+ 355 (&)‘ + 2380 (& ) 6 + 17430 + 134190 (

&)8

+ C?

-

(A)

7

+ +

(44)

((A)’)

qui exprime qu’en grande dimension le temps passé à l’origine tend vers l’intervalle avant le premier saut, ce qui fait que la probabilité de retour à l’origine est très faible

(&) + 2 (

+7(

+ 35 (

+ 1501 ( & ) 6 + 11354 (&)?

+88978

rqo) =

&)2

&)3

&)4

(&)8

(&)‘ + + O ((&)’)

+ 215

(45) En revanche au voisinage de d = 2, si on s’autorise un prolongement dimensionnel

14

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

I

1.1.3

I

Figure 4 : Graphique des quantités G(0,l)et II(0) en fonction de la dimension d .

G(0,l)=

1 II(0) = 1 - -T(d - 2 ) + .. . 2

2 +... x(d - 2) ’

(46)

Ces deux expressions sont portées en fonction de d sur la figure 4. De même pour tout point x différent de l’origine, II(x) = 1 si d 5 2. Si d > 2 cette probabilité est inférieure à l’unité et décroît avec la distance à l’origine. Asymptotiquement

où s d est l’aire de la sphère unité dans l’espace à d dimensions (sphère qui est elle même à d - 1 dimensions)

Notons au passage que si d = 1 G(0,X)

=I

lrdq 1 -lr 2n 1 - x cos q

rI(0,X) = 1 -

Ji-x.

1

d

m

(49)

1.1.3

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

15

On voit très explicitement que G ( 0 , l ) = +CO et que rI(0) = 1. Dans le cas général on peut aussi calculer la valeur moyenne du temps écoulé avant la première visite au point x (en ce qui concerne l’origine il s’agit bien évidemment du premier retour à l’origine), cf. (39)

et, chose un peu surprenante, on constate que ce temps est infini en dimension inférieure ou égale à 4 ! Et ceci même quand on a la certitude que le chemin visite x. On peut donner une autre démonstration, très intuitive, des formules (42) et (43) en se souvenant que G ( x , l ) est le temps moyen passé en x (incluant le premier intervalle lorsque x = O ) . En effet, puisque II(0) est la probabilité de revisiter l’origine et 1- II(0) celle de ne jamais y revenir, on peut décomposer la moyenne G ( 0 , l ) en termes correspondant à un, deux, trois ... séjours, affectés des probabilités respectives 1-II(O), I i ( O ) ( l - I I ( O ) ) , r12(0)(l - II(O)), . . . dont l’interprétation est immédiate; soit

G ( 0 , l ) = 1[1- II(O)]

+ 2II(0)[1 - II(O)] + 3n2(0)[1 - II(O)] + ...

= [1- rI(O)] [1- rI(0)]-2 = [l - II(0)l-1

(51)

ce qui n’est autre que l’expression (42) pour X = 1. De même si on se place en un point x distinct de l’origine, on a une décomposition analogue

G(x, 1) = lrI(x)[l - II(O)] + 2II(x)II(O)[l- II(O)] + 3II(x)II2(O)[1- II(O)] ...

+

= D(x)[l- II(0)]-1

(52)

= rI(x)G(O,1)

II(x)

G(x 1) = temps moyen passé en x A G ( 0 , l ) temps moyen passé à l’origine

ce qui complète la démonstration de (43). On peut définir une quantité un peu plus fine que G(x, 1), soit T ( x ,t ) le temps moyen passé au point x dans l’intervalle de temps t , qui s’identifie T ( x ,t ) = au nombre moyen de visites au point x. Bien évidemment, limt,, G(x, 1). Si on en définit une fonction génératrice, on trouve

(53)

16

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

c

00

AtT(X, t ) =

T(x,A) = t=O

o

t

P ( x ,t ’ )

At

t=O

t’=O

(54)

00

= t=O

t’+t”=t

1.1.3

1 A t ” A t ‘ P ( x , t ’ ) = -X-lG(x,X) 1-X

Nous allons maintenant examiner des propriétés d’intersection des chemins. Dans le temps t le nombre total de sites visités est t , mais certains le sont un grand nombre de fois. Soit D ( t ) le nombre moyen de sites distincts visités dans le temps t. La différence E ( t ) = t - D ( t ) est le nombre moyen de sites visités plus d’une fois affectés du poids 1 s’ils sont visités deux fois, 2 s’ils sont visités trois fois, etc. L’interprétation de ce poids est aisée si le marcheur procède comme le Petit Poucet en laissant un caillou à chaque site visité. Le poids représente le nombre de cailloux qu’il trouve au moment de son dernier passage à un site. Or on se souvient que Pl (x,t ) est la probabilité de première visite en x au temps t. Le nombre moyen de sites nouveaux P1(x7 t ) , et l’on a visités au temps t est donc Cxfo

D(t)= 1 +

t

Pl(X,t’)

(55)

t‘=l x # O

où 1 au membre de droite se réfère à l’origine visitée au temps O, et puisque P i ( x # O, O) = O, la somme sur t’ peut inclure t’ = O. Formant encore une fois une fonction génératrice

Or

x

xG(x,X)= 1-X X donc

D ( X) =

X (1 - X)2G(0,A)

x E(X) = (1- X)2 ( 1 ~

&)

(57)

1.1.3

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

17

I1 est à nouveau assez remarquable qu’on parvienne à trouver une expression compacte pour la fonction génératrice du nombre de sites distincts visités. Bien entendu les nombres positifs D ( t ) vont croissant, ce qui permet de trouver le comportement pour t tendant vers l’infini en étudiant celui de D(X) au voisinage de A = 1. On peut alors dresser la table I ci-dessous qui résulte du comportement de G(0, A) au voisinage de X = 1, lequel varie avec la dimension. Pour d < 2, G(0,A) diverge en loi de puissance, en loi logarithmique à d = 2; les corrections à la limite finie sont en loi de puissance fractionnaire, puis incluent un logarithme pour d = 4, etc. La table I utilise la constante

qui est positive pour O < d < 2 et négative pour 2 < d < 4. La table ne fait apparaître que les comportements dominants. I1 appelle un certain nombre de remarques. Les dimensions 2 et 4 y jouent le rôle de charnières. Tout d’abord, on pourrait penser estimer D ( t ) intuitivement en disant que c’est t1I2,soit le nombre de sites situés dans un volume effectif de taille R tdI2. Ce raisonnement apparaît correct pour d < 2. Mais bien évidemment il perd son sens quand t d / 2croît plus vite que t qui est le nombre maximum de sites visités. Pour d = 2, nous trouvons une correction logarithmique typique. Pour d > 2, le terme dominant est en tG(O,l)-’ = (1 - I I ( O ) ) t , tandis que la fraction des sites visités plus d’une fois se comporte en II(0)t où lI(0)part de 1pour d = 2 et décroît jusqu’à zéro lorsque d tend vers l’infini. Les corrections à ces comportements deviennent négligeables lorsque d est plus grand que 4. Cette discussion corrige les conclusions un peu hâtives que l’on déduirait de la dimensionalité deux de ces courbes aléatoires. D’ailleurs le comportement en II(0)t (ou t pour d < 2) de E ( t )se comprend assez bien, en disant que tout le long de la courbe (facteur t ) il y a une probabilité II(0) de faire une boucle. Comme il y a surestimation de E ( t ) ,la correction est négative. La quantité E ( t ) ,comme D ( t ) ,est évidemment majorée par t (on se souvient que G ( 0 , l ) > 1). N

I1 est aussi possible de discuter les intersections de la courbe brownienne en affectant les sites visités n fois d’un autre poids que n - 1, à savoir n(n - i)/2. Cette quantité I(t) qui compte le nombre moyen d ’ a u te intersections de la courbe est donnée par

et a pour fonction génératrice

G(0, A)

I I

OO

(85) 6(t)dt

k=O

En reportant (83) dans (82) et en utilisant la représentation ci-dessus, on obtient en définitive

La présence d’un facteur a a l a 2 traduit l’invariance O(n). La somme sur les chemins contient, outre BI“1, un poids z(w) donné par l’intégrale au second membre de (86) qui fait jouer un rôle particulier au nombre de visites n, que fait le chemin w aux points x du réseau. Plus n, est grand, plus le chemin est “pénalisé”. Dans le cas particulier du champ libre où v ( + ~=) +p2+2, l’intégrale sur s’effectue; compense le facteur 2-l’ et l’expression résultante s’identifie au résultat de la section précédente au ,changement de notation près

+

Cependant, dans le cas général, le poids positif

28

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

1.2.2

ne peut simplement s’exprimer sous la forme simple exp(Cst lu[). Le cas d’une fonction à 2k points donne lieu à une généralisation non triviale du théorème de Wick, où la fonction de corrélation est une somme de (2k - l)!!termes correspondants à des appariements. Si on désigne par P ces appariements

avec

x exp

{

,û

+(XI

a(.’>

(%X’)

V(%’(X)

-

+ 2t,)

X

(90) Le poids z(wi,.. .,w k ) fait apparaître le nombre total Nx = Eszln x ( w j ) de visites effectuées par l’ensemble des chemins au point x. Frohlich (1982) a obtenu les inégalités remarquables suivantes

WZ

w2

La preuve de ces inégalités est fondée sur la propriété suivante. Les valeurs moyennes de produits de champs ne peuvent que diminuer si on fait varier dans l’action des paramètres dans un sens qui tend à baisser la mesure de dvnZ(,)(t,). la région @ grand. Pour alléger les écritures, notons Dv,(t) = Comme

n,

a-ni-nz

-/ -

dvnl+nz(t)e-at =

ss

dv,l(ti)dv(tz)e-a(tl+t2),

on peut remplacer l’intégrale sur les t x en intégrale double sur tlxi t z x dans l’expression (90) écrite pour k = 2,

1.2.2

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

Les ti et t z étant les variables relatives aux chemins w1 et w2 respectivement. On a des formules analogues pour z ( q ) et z(w2) séparément de sorte que l’inégalité (i) est satisfaite si w1

n w2 = 0

+

z(ti

En posant k ( t ) = ( e x p ( - g x x @‘(x)t,),

+t z ) 2 z(tl)z(tz) il vient

Ex

L’intégrand s’identifie avec -g tx(02(x))xtl+t2,la notation utilisée ( . ) t s’entendant pour une valeur moyenne où l’action a été augmentée d’un terme tXaz(x)(bien évidemment (.)O = (.)). A ce stade, on utilise la remarque g indiquée ci-dessus ( t est positif ou nul) qui implique que (@),est une fonction décroissante de t . Plus précisément, on montre qu’on a l’inégalité de Griffiths

Ex

Y

En conséquence on minore

lni(t1

+ t z ) 2 ini(t2) -

Par ( * z ) x t l .

(*2)Xtl+tz

1’

D’où

t i x (*‘(x))~~~ = In Z ( t 1 ) +In Z ( t z )

dxg X

et en revenant aux quantités z ( t ) ,

Lorsque les courbes w1 et wg ne se coupent pas, on a t i x t z x = O en tout point x,ce qui établit l’inégalité (912).Pour l’inégalité ( S l i i ) , en sous-entendant que ûwz = (x3,xq) est fixé, on a z(w1, w z ) = w2

s

W2

=

s

Dv,, (tl)DU,,

Dv,,(tl)z(tl)

(tz)z(t1

+tz)

(@YX3)@a(X4))tl

en vertu des définitions adoptées ci-dessus. Dans le même esprit que précédemment, on utilise alors l’inégalité

29

30

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

i

(@m(X3)@a(X4))t

(@a(X3)@a(X4))

=C

1.2.2

(93)

f ( W 2 )

w2

qui achève la démonstration de (9122). Ces formules sont utiles dans une étude fine et rigoureuse des propriétés des champs en interaction.

2.3 Marche au hasard avec retour exclu et limite n

+O

Examinons la dépendance en n des fonctions de corrélations sur l'exemple de la fonction à deux points. Lorsque les deux indices internes coïncident, on peut l'écrire en utilisant (82) et (83)

2=

/ fl

( d p ( ~ ~ ) ( 2 a , ) - ~det-n/2 /~)

X

(1-E)

La dépendance en n est explicite dans le déterminant et la puissance de ax, elle est éventuellement implicite dans la mesure d'intégration dp(ax). Quoi , prolongement analytique qu'il en soit, pour des choix simples de V ( G 2 ) un en n est possible, et nous envisageons la limite n + +O. Une simplification apparaît d'abord puisque (95) Du coup, le poids z ( w ) se factorise en contributions relatives à chaque site

X

et donc

Par définition po = 1. Evaluons pk pour l'action (75)-(76) avec dp(a) défini par (79). Pour p > O,

1.2.3

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

31

De la sorte, en reportant dans (96) Po = 1

On constate bien que, plus grand est le nombre de passages en un point x,plus le chemin est pénalisé (c’est-à-dire que Pk décroît si k augmente). En particulier nous pouvons considérer le modèle o-non linéaire qui restreint et examinons l’effet d’un changement de la variable d’intégration 9 -+ (1 + SA)+, où 6A est une matrice antisymétrique n x n réelle infinitésimale qui correspond à une rotation infinitésimale du vecteur a, dans le numérateur de la valeur moyenne. Une telle opération ne peut évidemment pas modifier < QjCy@q >. Compte tenu de l’invariance de la mesure on trouve donc que

1.2.5

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

41

6(@’”@’)= 6Ap, (@’a@pr)+ ,86Ar6 (@’“@p@’7@6) = O Les matrices antisymétriques se développent sur une base de matrices indépendantes de la forme A(,,),, = Sap6fiu - Savô’,. En identifiant leur coefficient on obtient

Posons p = a , Y = ,B, et sommons de 1 à n, il vient

n)n

(1- -

- (@ * @’) = p 1 - - ((a.+‘y))

(

2;

Lorsque n = 1, le membre de gauche s’annule, et l’équation nous rappelle que (+ . iB’)2 = 1. Cette relation, valable pour tout n , se simplifie pour n tend vers l’infini. Dans ce cas, la méthode du col s’applique et les fluctuations de la quantité invariante W / n deviennent relativement négligeables. On peut donc établir dans cette limite une propriété de factorisation des valeurs moyennes d’observables invariantes, dont un cas particulier est

+

d’où il découle sans peine que

qui n’est autre que l’équation algébrique conduisant à (138). Absence de phase ordonné à une dimension. Les expressions très simples obtenues pour le modèle d’Ising à une dimension illustrent bien le raisonnement de Landau sur l’absence d’ordre unidimensionnel. En effet, en rapportant l’action à sa valeur maximum, c’està-dire en normalisant la fonction de partition à 1 pour ,B + CO, on peut la récrire pour un échantillon de taille L

qui s’interprète en disant qu’on divise l’échantillon par k cloisons séparant des phases pures (tous les spins ou tous les spins -). A chaque cloison, on a une variation de l’action -2B et il y a choix possibles pour les positions des cloisons. La fonction de partition est la somme sur toutes les possibilités

+

(i)

42

1.2.5

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS pour k . On voit que ce raisonnement pourrait s’appliquer dans un contexte général de coexistence de deux phases, où le terme -2p s’interpréterait comme serait l’énergie libre par interface (O-dimensionnel) et le facteur entropique le même. Maintenant, cherchons la valeur moyenne de k. Si les k petits sont favorisés, il pourra y avoir existence de vastes plages monophasées. Or, en utilisant la formule de Stirling (qui, comme on le sait, est une excellente formule asymptotique, même pour des valeurs de l’argument d’ordre unité)

(i)

1 P(/3)= ln 2, ( p ) = -(z in x + (1 - z) in( i - z)+ 2/32) L

k

avec z = L

+

La condition ûF/ûx = O fournit k = L / ( 1 exp(2p)). Pour tout p fini, k reste proportionnel à L , le désordre l’emporte. I1 est vrai cependant que lorsque p +-CO (température tendant vers zéro), k / L s’annule, ce qui explique que la longueur de corrélation, sensiblement (Llk),tende vers l’infini. On vérifie bien entendu que la substitution z = k / L = (1 exp(2B))-l redonne F = ln(1 e-2@) tandis que pour f $e2B (lorsque + CO) se compare bien à L / k e2@.

+

+

N

N

Ces raisonnements, valables pour la coexistence d’un nombre fini de phases, sont à modifier lorsque le système admet une symétrie continue donnant lieu à un ensemble continu de phases possibles. Ceci est apparent sur le comportement de la longueur de corrélation qui, au lieu de croître exponentiellement, ne croît plus que linéairement, le coefficient de B variant de 4 à 2 lorsque n passe de 2 ?A l’infini.

Appendice A. Réseaux Dans cet appendice, nous rappelons au lecteur certaines caractéristiques des réseaux réguliers en dimension deux ou trois. Ces réseaux sont caractérisés par un groupe de translations r -+ r

+ C niei

ni étant des entiers et ei un ensemble de générateurs (i = 1,... ,d ) . En plus de l’invariance par translation, il peut aussi y avoir des symétries ponctuelles, rotations ou réflexions. En fait les réseaux ne peuvent être invariants que sous l’effet de rotations appartenant à un groupe cyclique d’ordre n = 2, 3, 4 ou 6. Les autres valeurs de n sont exclues à cause de l’incompatibilité avec la symétrie de translation. L’existence d’une invariance par rotation entraîne des contraintes sur les générateurs, conduisant à une classification des types de réseau. On voit sur les figures 6 et 7 les 5 types en dimension

1.A

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

e

e e

e

e

43

e

e

e

e

oblique

carré

e e

r e

e

e

rectangulaire

triangulaire

re:** e

rectangulaire centré

Figure 6 : Principaux réseaux en deux dimensions.

réseau oblique triangulaire rectangulaire

I

définition

a # b' 'p # 90" a=b, p=90 a = b, 'p = 120" a # b, 'p= 90"

Table II :Principaux réseaux en deux dimensions. Les longueurs de certains vecteurs usuels de translation sont appelées a et b, l'angle qu'ils forment est noté 'p. deux et les 14 autres en dimension trois; leurs caractéristiques sont données dans les tables II et III. Des réseaux plus complexes sont obtenus par translation d'un groupe de sites. Parmi toutes ces possibilités, citons l'exemple du réseau en nid d'abeille à deux dimensions (figure 8) et du réseau du diamant (figure 9). Nous nous intéressons particulièrement aux réseaux qui présentent la symétrie de rotation la plus grande. C'est le cas des réseaux triangulaire et carré en deux dimensions et des réseaux cubique simple, cubique centré et cubique à faces centrées en trois dimensions. Plus généralement, en dimension plus grande, on distingue trois grands types de réseaux: le réseau hypercubique, dont les sites sont à des valeurs entières des coordon-

44

IJ=rTg070

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

cubique I

cubique P

tétragonal P

orthorhombique P

orthorhombique C

monociinique P

1.A

cubique F

tétragonal I

orthorhombique I

monoclinique C

rhomboédrique

orthorhombique F

triclinique

hexagonal

Figure 7: Réseau en trois dimensions.

nées pour un repère orthonormé; le réseau hypercubique centré composé de deux réseaux hypercubiques déplacés l’un par rapport à l’autre d’un vecteur . . . , et le réseau cubique à faces centrées généralisé, qui est l’intersection d’un réseau hypercubique de dimension (d+l) par l’hyperplan

(i,i, i),

21

+ ... + 2 d f l = o.

Notes Notre présentation du mouvement brownien est très schématique. Un développement plus complet se trouve dans l’article de E.W. Montroll et B.J. West publié dans Studies in Statistical Mechanics VII, Fluctuation Phenomena, E.W. Montroll et J.L. Lebowitz eds, North Holland, Amsterdam (1979). L’intérêt de cet ouvrage est complété par la citation de nom-

I.Notes

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

réseau

définition

t riclinique

a#b#c

(Y

#-P # Y = y = 90" # p

orthorhombique

a # b# c

(Y

= P = y = 90"

t ét ragonal

a =b# c

(Y

= p = y = 90"

monoclinique

cubique

a # b# c

ic

{{ yi:

P (simple) I (centré) F (à faces centrées) rhomboédrique hexagonal

{

45

(Y

a = b = c a = p = y # 90" a = b # c (Y = /3 = 90" y = 120"

Table III :Principaux réseaux en dimension trois. Les longueurs de certains vecteurs usuels de translation sont appelées a, b et c et leurs angles respectifs (Y,

P, 7 -

Figure 8 :Réseau en nid d'abeille.

breuses références. Parmi les nombreuses références mat hématiques, citons l'ouvrage classique en deux volumes par W. Feller A n introduction to probability theory and its applications, deuxième édition, John Wiley and Sons, New York (1971) et Principles of Random Walk par F. Spitzer, Springer Verlag, Heidelberg (1976). La théorie des champs quantiques euclidiens et son interprétation statistique font l'objet d'un cours classique de K. Symanzik publié dans Rendiconti della Scuola Internazionale d i Fisica "Enrico Fermi", XLV Corso, Teorica quantistica locale, R. Jost ed., Academic Press, New York

46

DU MOUVEMENT BROWNIEN AUX CHAMPS EUCLIDIENS

I.Notes

Figure 9 : Réseau du diamant. (1969). L’observation que le modèle à symétrie O ( n )à la limite n -+ O décrit des chaînes sans interactions est due à P.G. de Gennes, Phys. Lett. 38A, 339 (1972). Pour un traitement complet de la physique des polymères, voir J. des Cloizeaux et G. Jannink, Les polymères en solution :leur modélisation et leur structure, Les Editions de Physique, Paris (1987). Le paragraphe 2, sur la théorie des champs en interaction traitée comme une somme pondérée sur les chemins, est inspiré de J. Frtihlich, Nucl. Phys. B200[FS4],281 (1982) qui discute la trivialité des théories en dimension supérieure ou égale à quatre. Un travail similaire est du à M. Aizenman, Comm. Math. Phys. 86, 1 (1982). Pour les inégalités ferromagnétiques, nous conseillons R.B. Griffiths, J. Math. Phys. 8 , 478 (1967).

CHAPITRE II

INTEGRALES DE GRASSMANN ET MODELE D’ISING BIDIMENSIONNEL

Jusqu’ici, nous avons considéré des modèles issus de la physique statistique classique mettant en jeu des variables commutantes ou c-nombres. Cependant, tant pour les applications à la physique des particules que pour exposer l’origine de la solution d’Onsager du modèle d’Ising bidimensionnel, il nous faut aussi envisager le cas des modèles fermioniques impliquant des variables anticommutantes. Ces dernières trouvent leur origine dans les travaux des géomètres du siècle dernier (Grassmann), et ont servi au développement du calcul extérieur. Leur utilisation dans le contexte de la physique statistique ou quantique est cependant assez récent (Berezin). Nous présentons la solution d’Onsager au paragraphe 2 et discutons la limite continue au paragraphe 3.

1. Intégrales de Grassmann 1.1 Variables anticommutantes Considérons un nombre fini N de symboles qi qui satisfont aux règles d ’anticommutation

17’2173‘ + 1 7 ’3172. -- 0

(1) avec en particulier $ = O. De façon générale ( C f i ~ i=) O, ~ quels que soient les coefficients f i . L’algèbre de Grassmann engendrée par ces symboles est celle des expressions de la forme

i

i Ad

pour k

2 n + 1. Dans ces

CO

F(8) = d e ) +

X-dpfl(p:e)

(110)

p=-CO

Le terme cp(û), est régulier, et la dernière somme représente la partie singulière de F , qui satisfait à l’équation homogène 00

Fsing(8)

=

Ppf1(p;e) = A-dFing(pxe)

(111)

p=-w

et doit se comporter en û2-a, l’exposant a étant tel que écrira donc

= Ad. On

Tant qu’on raisonne sur une transformation de renormalisation à A fixe, on doit s’attendre à ce que l’amplitude A depende de 8 et, en fait, soit une fonction périodique bornée de In 8,de période In p x . Evidemment, si on avait un groupe de transformations dépendant continuement de A, asymptotiquement ces oscillations seraient absentes. Ainsi +CO

A(8) = s=-00

avec

Dans la dernière expression, on s’est servi de la relation pi-” = Ad pour écrire chaque terme de la somme comme une intégrale sur un intervalle [ p ; , p ; + l ] . Enfin, on peut intégrer (114) suffisamment de fois par parties, pour remplacer f i par une dérivée (n 1)-ème de f. En général, (113) et (114) ne sont que des relations approchées, et on constate sur des exemples numériques que l’amplitude des oscillations est relativement très faible, auquel cas on peut remplacer A(8) par Ao. On a, bien sur, des expressions similaires dans la région de basse température.

+

IV.1.3.4

189

LOIS D’ECHELLE - MODELE XY

Lorsque (2-0) est un entier, la singularité ne disparaît pas, mais donne lieu à un terme logarithmique. Par continuité en E = n - 2 (Y, en faisant tendre E + O , l’un des termes de cp devient singulier, et l’on a

+

Le même raisonnement s’applique pour 6 négatif. De la sorte, alors que pour 2 - a différent d’un entier, les amplitudes A+ et A- au-dessus et au-dessous du point critique semblent distinctes, il n’en est pas de même dans le cas (2 - a) entier : la singularité logarithmique a la même amplitude des deux cotés du point de transition. C’est ce que nous avons observé pour le modèle d’king bidimensionnel. On considère un réseau hiémrchique obtenu par le procédé récursif suivant. On part d’un graphe élémentaire H2 possédant deux sites joints par un lien; Hn se déduit de Hn-l en substituant à chaque lien quatre nouveaux liens, selon le schéma représenté figure 8a. (i) Montrer qu’il existe une limite thermodynamique n + 00 au modèle de Potts à pétats sur le réseau H,,, correspondant à la fonction de partition q

Zn =

60pj

expW 0i=1

v

(ii) Montrer, par un procédé de décimation, qu’il existe une relation de récurrence liant 2, à &-I, qui généralise la relation (71) de Migdal-Kadanoff. En prenant x = e2D au lieu de y = e-2@, comme variable, vérifier que

(iii) Déterminer les exposants et les amplitudes critiques. (iv) Pour décrire le comportement de la fonction de partition, on peut, par exemple, représenter l’ensemble de ses zéros dans le plan complexe de la variable x, à la limite n + 00. On obtient alors des ensembles de Julia, remarquables par la structure qu’ils possèdent, comme on peut le voir sur la figure 9. La linéarisation de la fonction de renormalisation au voisinage des points fixes, qui a été décrite ci-dessus, donne pour l’amplitude de la partie singulière de l’énergie libre des valeurs très imprécises. On trouvera des compléments à ce sujet dans les références.

190

IV.2

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

A

A

A

B

B

B

t

Ib --A

P Figure 8 : ( a ) Construction récursive d’un réseau hiérarchique. (b) Généralisation au cas de p séries de b liens. On peut définir une “dimension” en comparant l’augmentation de “distance” L‘ = bL entre les points A et B à l’augmentation du “volume”, c’est-à-dire le nombre de noeuds N’ = p b N . Si N se comporte comme L d , alors d = ln(pb)/ In b. La figure (a) correspond au casd=2.

2. Le modèle X Y Les transformations de renormalisation dans l’espace réel sont tout à fait appropriées au cas du modèle XY bidimensionnel, c’est-à-dire - l’appellation est traditionnelle - le modèle de spins à deux composantes S:+S,” = 1, interagissant entre proches voisins, à symétrie O(2). Ce modèle décrit aussi, après diverses transformations, un gaz coulombien classique, un ensemble de surfaces fluctuantes (modèle gaussien discret) ou encore un film superfluide. A cette richesse d’interprétations s’ajoute l’existence d’une transition remarquable (Kosterlitz et Thouless) pour laquelle l’énergie libre et toutes ses dérivées sont continues, et pour laquelle il n’y a pas d’“aimantation’’ spontanée macroscopique (Mermin et Wagner). Les arguments de groupe de renormalisation s’y avèrent exacts quant à la nature de la singularité, comme le montre un modèle soluble apparenté. Les variables de spin peuvent être repérées par des angles modulo 27r, de sorte qu’on écrira la fonction de partition sous la forme

IV.2

I

I

-b

191

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

1

-1

I

O

1

I

1

I

b

I

I

1

-1

O

1

b

Figure 9 :( a ) Ensemble de Julia où s’accumulent les zéros de la fonction de partition à la limite n + 00, dans le cas du modèle d’Ising Q = 2. Les points représentés sont les antécédents par T-l de l’unique zéro de Zi.(b) Même ensemble pour Q = 3. (c) Agrandissement de l’ensemble de Julia pour q = 2, Dr&sdu point fixe ferromagnétique - xc. On voit apparaître deux angles limites 81 et 82 (égaux ici) pour l’inclinaison des droites limitant le support des zéros. ~~

192

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

IV.2

L’interaction est ferromagnétique, c’est-à-dire qu’elle favorise l’égalité des Bi, modulo 27r, pour P grand. La symétrie globale de rotation se traduit par l’invariance selon Bi + Bi a. Nous allons étudier ce modèle sur un réseau bidimensionnel.

+

2.1 Comportement à haute température Nous avons considéré précédemment le même modèle à une dimension, et montré que, dans ce cas, il y a à toute température une phase désordonnée. On s’attend à ce qu’il en soit de même à deux dimensions pour une température assez grande. C’est ce que confirme le développement de couplage fort (B petit). Pour effectuer commodément celui-ci, il est indiqué de suivre la méthode générale discutée au chapitre VI1 et de développer chaque facteur du poids statistique exppcosû sur une base de caractères irréductibles du groupe des rotations 0(2), c’est-à-dire, en termes plus simples, d’en écrire la décomposition de Fourier

(119a)

Les coefficients s’expriment en termes des fonctions de Bessel modifiées (119b) Leur comportement aux bornes du domaine de variation de P est de la forme

(119c) Les t,(p) qui généralisent la quantité tanh R du modèle d’Ising, sont tous compris entre O et 1, dans le domaine O 5 $ < m. Pour un réseau de N sites et 2N liens, on a donc

IV.2.1

LOIS D’ECHELLE - MODELE XY

193

L’intérêt du développement (119) est alors apparent pour B petit, puisque les tn décroissent très rapidement, et qu’en développant le produit qui figure dans l’intégrand du second membre de (120), les intégrations se font explicitement. D’où l’expression

La notation est la suivante: nij est un entier relatif, to G 1, nji -nij et (an),= Cjnij = O , condition de divergence nulle. A haute température, seuls un nombre fini de liens (ij)portent des valeurs nij distinctes de zéro. Le calcul des fonctions de corrélation procède de manière analogue. On peut écrire

et plus généralement

En d’autres termes, le point 1 agit comme une source et le point 2 comme un puits d’intensité m pour le “champ” nij. I1 est aisé d’écrire des expressions analogues pour les corrélations à plus de deux points. Dans le cas m = 1, le terme dominant de haute température dans (123) correspond à N12tl(p)d1z, où dl2 est la distance minimale sur le réseau entre les points 1 and 2, et N12 le nombre de chemins continus allant de 1 à 2 ayant cette longueur minimale. Ainsi les corrélations décroissent exponentiellement à haute température, à l’ordre le plus bas. On peut montrer que la série de haute température a un rayon de convergence non nul, ce qui rend le résultat précédent vrai à tout ordre. La question se pose alors de savoir si cette situation persiste à basse température. Nous avons déjà fait allusion au fait que les systèmes à symétrie continue ne peuvent avoir de valeur moyenne non nulle du paramètre d’ordre, en l’absence de champ, en dimension deux et inférieure, à la différence du cas à symétrie discrète (appendice A). Ce phénomène correspond à une situation où l’entropie l’emporte sur l’énergie.

194

IV.2.2

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

2.2 Développement de basse température. Tourbillons A température suffisamment basse, il devient naturel de substituer à cos(Oi-Oj) son développement au voisinage de Oi -9, = O, puisque le facteur énergétique favorise l’alignement des spins. Ceci néglige le caractère périodique des angles, mais l’existence d’un ordre, au moins à courte distance, justifie en partie ce traitement. Nous reviendrons plus loin sur ce point. On remplace alors le modèle par une approximation dite d’ondes d e span. La fonction de partition est celle d’un modèle gaussien

expression dans laquelle nous avons omis un facteur inessentiel. L’inverse du propagateur est le noyau de la forme quadratique, c’est-à-dire

L’invariance par rotation des spins est remplacée par l’invariance par translation des angles associée à un mode d’action nulle. Le facteur infini correspondant ne joue pas de rôle dans la limite thermodynamique. On pourrait, par exemple, omettre d’intégrer sur l’une des variables 9. C’est ainsi que l’énergie libre par site correspondant à (124) est bien définie 1

F = lim -lnZ,,= N-rw N

a

+

-- / T ln{P[4 - ~ ( C Oq1S cos Q)]} 2 -n (27r)2

(126)

En revanche, les modes d’action très faibles ont une entropie suffisamment grande pour désordonner les spins à grande distance. Ceci est précisément le contenu du théorème de Hohenberg, Mermin et Wagner, et Coleman. Pour le voir, étudions la fonction de corrélation

L’intégration conduit au résultat

IV.2.2

195

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

Nous avons utilisé la notation ï ( x ) pour la fonction de Green soustraite

Si la fonction Green libre G(x) était bien définie, r(x) s’exprimerait comme 2n(G(O) - G(x)). Mais nous avons déjà longuement commenté au chapitre I la divergence infrarouge de G(x) qui nécessite l’emploi de ï. Notons que I’ apparaît dans une exponentielle, correspondant au fait que nous calculons des valeurs moyennes d’exponentielles. La fonction r ( x ) est bien définie pour tout x sur un réseau carré bidimensionnel (de maille unité). Elle s’annule à l’origine, vaut n/2 pour 1x1 = 1, et possède un comportement isotrope à grande distance. Si y désigne la constante d’Euler, on a

Le développement asymptotique (130) est d’ailleurs une excellente approximation, puisque pour 1x1 = 1, il donne ï ( x ) e 1.6169 tandis que le résultat exact est in r 1.5708. Etablir la formule (130). I1 suffit de faire l’évaluation de (2p, O ) . Alors

Posant

q1

= 2q, il vient

Or

s=l

r

pour x =

196

IV.2.2

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

D’où

P

d q s i n 2 p q x c o s ( 2 s - 1)q = 2 s=l

-2ln(4p-l)e7

-1n(2p-

2p-1

s=o

1 =2 2s

4p-1

+1

n=l

1

2p-1

1

; ; n=l

1 i)e7 +O(:) - 1 n 2 p + 2 i n 2 + 7 + 0 ( - ) P P

Pour estimer ri, on peut passer à la limite p de sorte que sin2 2pq par sa moyenne

i,

4

00,

c’est-à-dire remplacer

Utilisant le développement

il vient

s=l

Au total r(2~,0 =)r o + r =in2p+in2JZe7+0(1/p) l

qui correspond bien à l’équation (130).

En termes de la maille du réseau, on peut définir TO‘

= 2&e7

(131)

de sorte qu’on a, à une excellente approximation, r(x) isotrope, et pour 1x1 assez grand

La fonction de corrélation correspond au cas p = 1. On voit que pour une température suffisamment basse, l’approximation des ondes de spins

IV.2.2

197

LOIS D’ECHELLE - MODELE XY

prédit une décroissance en loi de puissance. Bien que les corrélations à grande distance ne tendent pas vers une limite, qui serait le carré d’une aimantation spontanée inexistante, ce comportement est qualitativement différent du comportement de haute température, suggérant une transition à une température intermédiaire. On note que l’exposant de la décroissance de G(x) tend vers zéro comme il27rP. Un comportement isotrope en loi de puissance, c’est-à-dire invariant d’échelle, est caractéristique d’une théorie critique. Ainsi avons-nous une plage de températures critiques. La théorie des champs continue sous-jacente est celle du champ scalaire libre de masse nulle, avec les soustractions impliquées par les formules (129) et (130) qui s’introduisent automatiquement dans le calcul des corrélations invariantes. Le résultat (132) est en accord avec l’existence prépondérante de fluctuations de grande longueur d’onde, détruisant l’ordre à grande distance. Les fluctuations des angles croissent logarithmiquement à grande distance. Dans ces conditions, l’approximation qui néglige leur caractère périodique devient suspecte. Les effets topologiques liés à cette périodicité jouent un rôle essentiel, comme l’ont montré Berezinskii, Kosterlitz et Thouless. Ces effets se combinent aux fluctuations déjà considérées pour accroître encore le désordre à partir d’une certaine température critique, au-delà de laquelle les corrélations se mettent à décroître exponentiellement. Négligeant la structure discrète du réseau, en nous plqant à une échelle suffisamment grande par rapport à la maille, examinons la variation de l’angle que fait le spin avec une direction fixe lorsqu’on décrit une courbe fermée simple. Nous supposons que les fluctuations sont cependant encore suffisamment faibles. Dans un état où les spins sont quasiment alignés, cette variation est nulle. Mais on peut imaginer des configurations telles que . entier est un invariant cet angle varie d’un multiple entier n de 2 ~ Cet topologique, en ce sens qu’en modifiant continuement la courbe ou la configuration, il demeure inchangé. Le cas le plus simple correspond à n = f l et décrit un tourbillon (vortex) d’intensité n = f l . Pour un champ continu astreint à être de longueur d’unité, une telle configuration doit posséder au moins un point singulier. I1 n’en est pas de même sur un réseau où le concept perd son sens à l’échelle microscopique. Supposons désormais qu’au bord de l’échantillon les spins soient tous alignés, de sorte que la vorticité totale (c’est-à-dire la somme des ni attachés aux points singuliers) soit nulle. Sur la figure 10 nous donnons un exemple de tourbillons d’intensité fl. Identifiant le plan (x,y) avec celui de la variable complexe z = x iy, nous avons choisi S, +is, = eis = exp(iArg[i(z - z o ) / ( z ZO)].Les lignes tracées sont les trajectoires tangentes au champ de vecteur S(x,y), pour zo = 1, d’équation y2 = Ae-(”fl) - (z - 1)2, O < A < CQ. Le choix particulier de û(x,y), harmonique sauf aux points f z o qui portent la singularité de V x S n’est pas fait au hasard. I1 correspond à un extremum de l’action classique associée à (124).

+

+

198

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

IV.2.2

Figure 10 : Une paire de tourbillons d’intensité f l .

fr/?

Sclasç =

1

d2x(V8)2

(133)

Les extrema sont tels que A8 = O. Comme nous imposons que 8 tende vers une constante à l’infini, le théorème de la moyenne implique que, si la fonction 8 n’est pas constante partout, elle a des singu1arités.En admettant qu’il s’agit uniquement de singularités isolées’z telles que 8 s’accroisse de f27r lors d’un trajet en sens direct autour du point singulier, on a

IV.2.2

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

199

Les ’z sont les centres des tourbillons d’intensité f l . On peut d’ailleurs faire coïncider des z: entre eux (ou des z z ) pour obtenir des intensités plus grandes en module. L’angle 0 est multivalué, mais eie (ou le spin) est bien défini partout sauf aux points singuliers. L’action classique (133) est infinie pour les configurations singulières du type (134)’ mais dans le cadre des approximations envisagées, il est judicieux d’exclure du domaine d’intégration un petit domaine autour de chaque point singulier, par exemple un cercle de rayon T O , supposé petit à l’échelle des distances entre tourbillons. Soit D le domaine restant; nous voulons évaluer l’action classique restreinte à D pour une solution du type (134). I1 est commode de poser pour cela

Dans D,où 8 et l n p sont harmoniques, les équations de Cauchy-Riemann ) ~V(lnpV1np). Si on désigne par Cj le entraînent que (Vû)2 = ( V l n ~ = cercle de rayon TO autour de z j , on a alors, pour TO assez petit

Dans cette formule, les distances sont mesurées en mailles du réseau. Mais l’expression (136) est indépendante de cette unité, en raison de la relation qj = O qui traduit l’invariance d’échelle de l’action. Considérons le cas d’une paire de tourbillons à la distance ~ 1 l’un 2 de o ) on l’autre. D’après (136) elle a le poids statistique exp( -27rP In T ~ ~ / T Si considère une boîte de dimension L, la contribution de cette paire à l’énergie libre est, pour des raisons dimensionnelles, de la forme

eXPF

-1

d2x1d2x2exp

X1-X2I>T0

- L ~exp (-27rp In L/ro) F 4 4 - 27rp) In L Si 27rP > 4, cette contribution est négligeable lorsque L + CO, tandis que pour 27rp < 4, il y a instabilité: la création de tourbillons largement séparés est favorable, entraînant un accroissement du désordre. Une première estimation de la température critique est donc

200

IV.2.2

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

2npc = 4

(138)

Plus généralement, ayant fait choix d’une échelle de longueur a, nous pouvons récrire l’action, au voisinage d’une configuration stationnaire en posant û = ûconf ûfluct, sous la forme

+

+

avec û = ûconf eauc Alors

n

Le terme (régularisé) r p l n a / r o joue le rôle de potentiel chimique pour les 2n tourbillons d’intensité qj = f l , situés aux points xj. La division par n! pour chaque espèce tient compte de leur indiscernabilité, et la contribution des fluctuations s’est factorisée. Au facteur Z,, près, la fonction de partition s’identifie à celle d’un gaz de particules chargées classiques en interaction coulombienne bidimensionnelle, globalement neutre, lorsqu’on a effectué l’intégration sur la contribution cinétique, ce dernier terme pouvant être absorbé dans un potentiel chimique redéfini. Les charges associées à cette description sont f i q j . On peut traduire en ces termes les considérations heuristiques précédentes : dans une phase de basse température, les charges sont liées, et le mjlieu est diélectrique; au-dessus de la température critique on assiste à la libération des charges et il se forme un plasma.

2.3 L’action de Villain

On peut obtenir de façon équivalente un modèle coulombien, en partant d’une forme modifiée de l’action, due à Villain. En repartant du développement (119)-( 120) du facteur exp /3 cos O , nous remplaçons les coefficients par leur forme asymptotique pour ,û grand, à savoir exp(-n2/2P). Le résultat est de substituer au poids exp p cos 6’ la fonction périodique de Jacobi, solution de l’équation de la chaleur sur un cercle

IV.2.3

LOIS D’ECHELLE - MODELE XY

201

Prouver l’équivalence de deux formes ci-dessus en utilisant la formule de Poisson

La seconde forme donnée en (140) est utile pour p grand; c’est une suite de gaussiennes centrées sur les valeurs 2np (ce qui assure le respect de la périodicité en e), de largeur l/@. La fonction de partition du modèle ainsi modifiée s’écrit

Effectuons une transformation de dualité; après intégration sur les angles 8, on trouve

Les nij sont des entiers relatifs, associés aux liens, tels que nij -nji, et la condition (ûn)i = O signifie, comme précédemment, Cj nij = O. Sur un réseau régulier bidimensionnelinfini, il n’y a pas d’obstruction à résoudre ces relations de la manière suivante. Introduisons sur chaque plaquette (carré élémentaire), ou en son centre qui est un noeud du réseau dual isomorphe au réseau initial, une variable entière ma,et associons au lien orienté de i vers j la différence nij = ma - mb des valeurs relatives aux plaquettes à sa droite et à sa gauche (figure 11).

f

m b

I

i Figure 11 :Variables duales pour le modèle de Villain bidimensionnel. On voit alors que le modèle de Villain s’est transformé par dualité en modèle gaussien discret

202

IV.2.3

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

La résolution des équations (&)i = O sous la forme nij = ma - mb s’accompagne d’un arbitraire, selon ma -+ ma m. Le groupe additif des entiers est infini. Cette ambiguïté doit donc être levée, en omettant par exemple de sommer sur l’une des variables ma.La dualité se manifeste ainsi de trois façons: au groupe O ( 2 ) s’est substitué son dual, le groupe additif des entiers, le réseau est remplacé par le réseau dual isomorphe, enfin la variable /? divise l’action au lieu de la multiplier. Les configurations peuvent être illustrées en considérant les surfaces plongées dans l’espace à trois dimensions joignant les plaquettes, à la hauteur ma au-dessus du plan du réseau. Le modèle gaussien discret réalise donc un modèle de surface fluctuante (au-dessus de la base constituée par le réseau) de la même famille qu’un modèle dit S.0.S (Solid-on-Solid) où (ma- mb)2 serait remplacé par [ma- mbl. L’action représente dors l’accroissement de surface par rapport à une surface plane. Pour p petit, la tendance est l’égalisation des variables ma. Le coût d’une “marche” est proportionnel à e-2/fl. Lorsque p croît pour atteindre la valeur fic, la surface, lisse aux fluctuations microscopiques près, change de structure : il y a délocalisation des ordonnées relatives de deux points distants. On parle d’une transition à une surface “rugueuse’’ (transition rugueuse). Ce modèle permet, par exemple, de décrire la croissance spontanée de marches sur une interface cristalline à l’équilibre avec une solution. Pour p suffisamment grand, le modèle gaussien discret est très voisin du modèle gaussien continu, décrivant les ondes de spins. Mettons ceci en évidence en substituant à la somme sur des variables entières une intégration sur des variables continues cp. La représentation

+

m=-w

J

m=-w

J

q=-03

nous fournit l’expression

Les variables {va} décrivent les fluctuations gaussiennes continues et les variables discrètes { q a } l’intensité des tourbillons. On a donc réalisé explicitement la factorisation décrite au paragraphe précédent. Pour accorder

IV.2.3

LOIS D'ECHELLE

- MODELE X Y

203

les notations, on pourrait d'ailleurs changer l'échelle des champs, en posant 'p = pBflUc. L'invariance par translation des variables 'p est assurée par la condition de neutralité Caqa = O , les autres configurations ayant un poids nul à la limite thermodynamique. Cette expression permet encore de comprendre la relation entre le modèle X Y et une autre version dite sine-Gordon - jeu de mots douteux pour décrire une modification non-linéaire de l'équation de Klein-Gordon du champ libre -. En effet, pour ,B très grand, lorsque les tourbillons jouent un rôle quasiment négligeable, ne retenons des variables entières qa que le fait qu'elles introduisent une modulation périodique des champs ' p a . L'action prend alors la forme

associée à ce modèle de sine-Gordon. Sous ce nouveau déguisement, on peut étudier très complètement le modèle X Y dans une version discrète ou continue. Finalement, nous obtenons à nouveau le gaz de Coulomb des tourbillons, sans approximation, en intégrant dans (146) sur les variables 'p, et en tenant compte de la neutralité pour écrire

A une très bonne approximation, ceci est équivalent à

Le modèle de Villain justifie donc la méthode semi-classique du paragraphe précédent. Lorsque le potentiel chimique effectif r p in a/To est grand (ou l'activité y = exp-rBlna/ro est petite), la première configuration non triviale est une paire de tourbillons d'intensité f l aux points xi et x2. La fonction de corrélation correspondante (négative puisque les intensités sont opposées) est donc, pour 1x0 - XII > a, y -t O

204

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

En revanche, comme

IV.2.3

q(x) = O, on a, dans les mêmes conditions,

Pour ,B + 00, il y a donc peu de tourbillons, et leurs corrélations décroissent rapidement avec la distance les séparant. Dans le langage des charges, on dira que celles-ci forment un diélectrique de systèmes liés neutres. On est donc conduit à envisager un développement en puissances de y, considéré comme un paramètre indépendant de ,B, Nous allons maintenant étudier l’effet des tourbillons sur les corrélations entre spins déjà calculées dans l’approximation des ondes de spin, équations (128)-(132).

2.4 Corrélations Nous calculons donc, dans le cadre du modèle de Villain

où Zb, après intégration sur les angles 8,est donné par une somme analogue à (143), à savoir

Pour pouvoir compléter le passage au réseau dual, il faut résoudre la condition (ûn)i= P(&J - Si,2). Pour cela relions les points 1 et 2 par une ligne arbitraire C tracée sur le réseau et orientée, par exemple de 2 à 1. Sur les liens du réseau dual, définissons la fonction antisymétrique q a b , nulle si le lien ab ne coupe pas C, et égale à +1 si les orientations de C et de ab concordent au point de croisement, -1 dans le cas opposé (figure 12). Dans ces conditions, on peut introduire des variables ma entières sur les sites du réseau dual telles que, généralisant la construction de ZV,on puisse écrire

Comme précédemment (en sommant sur tous les ma sauf un)

IV.2.4

205

LOIS D’ECHELLE - MODELE XY

b

4 * I

I

a

Figure 12 : Représentation de l’arc C joignant x 2 to X I , utilisé pour le calcul des corrélations. Sur les liens du réseau dual, ‘ab = f l selon la convention d’orientation de l’arc.

=

1

n d v a exp

{Pal

a

{-L

c < p a- ‘Pb + m a b l 2 2p ( a b )

+ 2in

qava}

(154) L’intégration sur les variables cp est immédiate. Posons

et observons que xaqa= O, en raison de l’antisymétrie de conditions

‘ab.

Dans ces

En tenant compte des définitions (155) et de la neutralité, on peut écrire

(

e i d e l -ez)

avec

) = GSp(xi -

X ~ ) G c o ~ i o m b ( X-i X 2 )

(157)

206

IV.2.4

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

Figure 13 : Le potentiel de double couche va.

p”

Gsp(X1 - X2) = eXP

qab - 2np ab

var(&

- xb)7)b

(158) Gcouiomb(Xi- xz) = e x p i P C qa (

a

Cr(xa- xb)qb b

Coulomb

où la dernière valeur moyenne s’effectue avec les poids correspondant à (148). Nous avons anticipé en appelant G,, le premier facteur. Justifions ce qualitatif. L’exposant du second membre peut s’écrire -(p”/2P)7(xa - Xb), avec

forme dans laquelle nous sommes revenus, par abus de langage, à la notation eiq.x

@.I2

4-2

cos Q

La condition de neutralité assure automatiquement l’élimination de la divergence infrarouge. La fonction va représente une version discrétisée d’un potentiel de double couche sur la courbe C. Ceci est apparent sur sa définition que nous reproduisons sur la figure 13, dans le cas particulier où les points x1 et x2 sont le long d’un axe principal du réseau. Pour simplifier, nous évaluerons G,, dans cette configuration laissant au lecteur le soin de reprendre le cas général. Posant T = 1x1- x2 1, on a r-1

{2G(2 - 2’’O) - G(2 - 2’’1) - G(z - 2’’ -I)}

y ( ~= ) Tx,2‘=1

IV.2.4

207

LOIS D’ECHELLE - MODELE XY

ce qui permet de récrire r-1

{

y(r) =r -

- 2G(s - z’, O )

+ G ( z - + 1, O ) + G ( x - 2’ - 1,0)} 2 ‘

x,x’=O

= z { G ( r - 1 -.,O)

- G(r -.,O)

+ G(-z,O) - G ( - z -

1,0)}

x=o

=2 { G ( o )- ~ ( r )=}r(r)/%

Pour Gsp, il vient, comme prévu

Reste à évaluer GCoulomb. Nous nous contentons d’un développement en cumulants, et puisqu’au premier ordre (qa) = O, on trouve

La corrélation (q(x,)q(Xb)) a déjà été évaluée (équations (149)-(150)). Nous allons estimer les sommes sur a’ et b’ en supposant la distance de x, à la ligne C grande à l’échelle de la maille du réseau. Ceci nous conduit à réintroduire des notions de variables complexes et de fonctions analytiques. Prenant la courbe C le long de l’axe des z,on a approximativement O,

r ( x a - xat)qat E

= a’

(162)

où zi, i = 1, 2, sont les affixes des points 1 et 2. Appelons alors ZR le centre du segment ab. Les paires étant fortement liées (c’est-à-dire (qaqb) décroissant rapidement avec la distance relative des points ab), nous pouvons développer selon

208

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

IV.2.4

1

2

Figure 14 : Notations utilisées dans le calcul de la contribution d’une paire de tourbillons à la fonction de corrélation du spin. 1

a(R) f -(Xa - Xb).Va(R) 2

Dans ces conditions

Remarquons que si

(5, y)

désignent les coordonnées de R,

De plus, tenons compte du fait que (q(O)q(r))est pratiquement fonction de T = Ir1 seulement, pour faire une moyenne sur les directions de r

c[r.Oa(R)l2 R

-f

;r2 c [ V a ( R ) ] 2 R

Or, d’après (164) [ V ~ ( R )=] ~[vr(R- xi)- v r ( R - z2)i2 de sorte que si l’on se souvient que A î ( R ) = 2 m ! ï ~ , 0 ,

IV.2.4

LOIS D’ECHELLE - MODELE XY

209

$rz ~ [ V C T ( R=) -] ~$r2 c [ r ( R- x i ) - r(R - xz)]A[ï(R - XI) - î ( R - XZ)] R

R

=2~r~r(x -Ix2)

Finalement,

Ce résultat est tout à fait semblable à celui produit par les ondes de spins (équation (160)) au coefficient près de l’exposant. On peut donc écrire, en faisant le produit de (160) et (165)

L’effet des tourbillons est d’accroître la température effective ,F1, puisqu’il résulte de (149)-(150) que

où nous avons fait réapparaître le facteur de coupure a. Puisque l’on a 1//3,~> l/p, la décroissance des corrélations en r-P2/2rgeff est plus rapide que si l’on ne retenait que l’effet des ondes de spins. L’intégrale (167) présente une divergence infrarouge pour 2n,O = 4, qui témoigne de l’échec du développement perturbatif lorsque les tourbillons sont très éloignés l’un de l’autre. On retrouve l’estimation précédente de la température critique. Nous pouvons maintenant établir des équations de groupe de renormalisation caractérisant le comportement critique. Etablir des expressions analogues à (166) pour les fonctions de corrélations à plus de deux points.

2.5 Flot de renormalisation Nous venons de calculer au premier ordre non nul l’effet des tourbillons sur la fonction de corrélation des spins et trouvé un accroissement correspondant de la température effective. Or y et ,d apparaissent comme des

210

LOIS D'ECHELLE

-

IV.2.5

MODELE X Y

paramètres sans dimension, dans un problème où l'échelle de distance microscopique est donnée par la maille du réseau a. Les valeurs initiales peuvent être considérées comme définies à cette échelle. La question se pose alors de trouver les valeurs yx et PXdéfinies à l'échelle plus grande Xa, telles que, en termes de ces valeurs et supposant toujours yx assez petit, l'expression des corrections à la décroissance des corrélations, exhibée par la formule (167), retienne la même forme. Pour cela nous séparons l'intégrale en T de a à l'infini en deux parties, l'une de a à Xa, l'autre de Xa à l'infini. En posant x =r/a

Reportant cette expression pour X - 1 petit dans (167), on obtient

1

-= Peff

1

- + 7r3y21nX + 7r3y2[l+ (4- 27rp) In A]

P

-

Or, pour X t 1, 1nX X - 1 est petit, et au premier ordre nous trouvons une forme identique à (167) (168a) avec 1 -PX - P1 + . i r 3 y 2 1 n ~ yx =y

+ (2 - 7rP)ylnX

+

1)

(168b)

Sous une forme différentielle, ces équations deviennent

Les résultats sont conformes à ce que donne une analyse plus élaborée, bien qu'il puisse paraître a priori suspect que le raisonnement précédent permette de décrire l'évolution de deux paramètres à partir d'une seule condition. Les équations du système (169) sont celles analysées par Kosterlitz donnant

IV.2.5

211

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

le flot de renormalisation des constantes de couplages nues sous l’effet d’un changement d’échelle. Les conditions initiales X = 1 sont ,Bi = ,B et y1 = y = exp( -n/3 In U / T O ) , et le domaine de validité de (169) correspond à yx petit; au-delà il faudrait introduire un plus grand nombre de termes dans la série en y. I1 est commode d’utiliser des variables réduites

en termes desquelles l’évolution s’écrit 1 = Y,”(l- -Ox)2 2

2

y;

(171~)

Au voisinage du point fixe non trivial O = O, Y = O, les courbes intégrales sont des hyperboles

O:

- Y: = Cste

(171b)

Figure 15 : Le flot de renormalisation de Kosterlitz et Thouless. D’après la seconde équation (171~)’l’axe Y = O est attractif pour O < O et répulsif pour O > O, ce qui donne le flot représenté sur la figure 15. On y distingue trois régions. Dans la région I l’effet de la renormalisation est d’attirer le point représentatif vers une théorie critique caractérisée par Y, = O , O, 2 - d w < O, point fixe invariant d’échelle de basse température, avec décroissance des corrélations en loi de puissance, selon Dans les régions II et III qui échappent rapidement au

212

IV.2.5

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

contrôle de l’approximation, Yx finit par grandir comme O, et on tend vraisemblablement vers un point fixe de haute température avec libération des tourbillons (c’est la phase “plasma” du gaz coulombien, ou la phase lisse dans le langage des surfaces), correspondant à la décroissance exponentielle des corrélations. La ligne séparatrice est Y = -O, le long de laquelle on est entraîné vers le point limite Y = O, O = O. La courbe en pointillé correspond à la relation de départ, X = 1, y = exp( -TP In a / ~ o )soit ,

y = 2 r e ( @ - 2 ) l n a /z~ îre-21na/~o(l+0 ln a + ...> TO

(172)

où on se souvient que ln a/rO = l n 2 4 e 7 z 1.6, valeur non universelle qui pourrait être améliorée par un traitement plus détaillé, et qui change de version à version du modèle. Elle permet cependant d’estimer la température critique du modèle de Villain. L’intersection de (172) avec la droite Y = -O donne approximativement

Y, = -O, = T@, - 2 z

(173)

2T

On peut d’ailleurs obtenir la dépendance en X des trajectoires au voisinage de l’origine. Dans la région I, on pose 0: = Y? O ,: 0 1 = O, Y1 = Y , donc 02 = O2 - Y 2 ,et en résolvant (171), où le second membre de la première équation est approximativement Y:, il vient (O, < O)

+

Ox =O,

+ (X/Xz)2Q-

1

1 - (X/Xz)2@-

Comme O, < O, on voit qu’il y a effectivement perte de mémoire des conditions initiales suivant une loi de puissance en A, caractéristique de théories invariantes d’échelle. Dans la région II en revanche, Y: - O: = Y$ = Y 2 - 02,avec Yo > O ordonnée de l’hyperbole à l’aplomb de O = O. On introduit la variable variant de +i à ;T, telle que

+

+

Ox = Yo tan$

- +i X = exp -

Yx = -

tan+z =

cos $

YO

O

(175)

t/F3F

Alors Ox vane de manière monotone croissante de O à l’infini, tandis que Yx reste positif, tend vers l’infini pour X + 00, et a un minimum si $i < O. Les

IV.2.5

213

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

grandes valeurs positives correspondent à une région où l’approximation n’a pas de sens. Cependant, en partant d’un point C sur la courbe des valeurs initiales (très proche du point critique) avec O < O , & < O, on peut limiter le flot de renormalisation à une zone où YAreste petit, et l’approximation peut encore être considérée comme raisonnable. Cela est justifié jusqu’au minimum de la courbe Yx environ, soit YOcorrespondant à I) = O , et

A

2 e-*ilYo

(176)


,B(E),

Soit encore

0 5 (sx.s,)

i exp (-$cl- E)[G(O)- G(x - y ) ] / p )

(A.12)

La quantité G ( 0 )- G(x) n’est autre que I’(x)/2n qui se comporte pour 1x1 grand comme in( 1x1/~0)/2n,et reste toujours positive. Pour Ix - y1 grand on aboutit à la borne suivante très réaliste dans le cas du et P 2 ,û(~), modèle XY

A nouveau on exclut de ce fait la possibilité d’une aimantation spontanée, puisque limlX-Y1+OO (Sx.Sy)= (Sx)2= O, du moins pour ,û assez grand. L’aimantation spontanée est de toute façon non décroissante avec ,û, donc toujours nulle. En raisonnant sur des paires de composantes dans le cas n 2 3 on aboutit de la même façon à une décroissante au moins polynômiale. En définitive, on voit que d’une manière ou d’une autre ces preuves reposent sur l’impossibilité de définir un champ libre de masse nulle à deux dimensions en raison de la divergence infrarouge de ses fluctuations, idée qui a été développée par S. Coleman. Cela n’empêche pas d’utiliser un tel champ, dans un volume fini arbitraire, et même d’utiliser certaines quantités associées, dérivées ou exponentielles, dans un volume infini. Ce point sera discuté au chapitre IX (volume 2).

IV.A.2

221

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

Appendice B. Renormalisation phénoménologique Dans des systèmes de basse dimensionalité (en pratique d = 2 ou 3)’ il est possible de développer une méthode de renormalisation dans l’espace réel, fondée sur une hypothèse de quasi-invariance d’échelle pour des systèmes de taille grande mais finie. Nous reviendrons sur ce sujet en plus grand détail au chapitre IX (volume 2), dévolu à l’étude de l’invariance conforme en deux dimensions. Considérons les valeurs propres de la matrice de transfert d’un système dont la section transverse a une taille proportionnelle à Ld-l. En étudiant la matrice de transfert tout se passe comme si l’une des dimensions du système était infinie. Le logarithme de la plus grande valeur propre est égal à Ld-l fois l’énergie libre par unité de volume. En outre, le rapport des deux premières valeurs propres, supposées non dégénérées, définit une longueur de corrélation selon ..P(--1/EL> Si L

-+ 00,

EL

= A,

(1)

(2) /AL

(B.1)

tend vers la longueur caractéristique du système infini, soit

Em, au moins pour ,O < pc. Lorsque L , EL et Em sont grands devant la maille du réseau, il semble légitime de supposer qu’on a une relation du type

où la fonction ~ ( I I :tend ) vers l’unité pour II: -+ 00. En revanche, lorsque Cm tend vers l’infini au voisinage d’un point critique, EL reste borné. De la sorte ~ ( I I : ) Aa: pour II: tendant vers zéro. Prenons l’exemple d’un système d’king où EL et sont des fonctions de deux paramètres essentiels, û (T-T,)/T, et H . Alors

-

-

‘Choisissons alors 8’ et H’ ( L , L’, 8, H étant fixés) de telle sorte que

L‘ H‘)

Ec€l(û‘,

-

L

H)

Ec€l(~,

La fonction inconnue f s’élimine, et l’on trouve

Ceci établit une relation entre û’, H’ et 8, H , dépendant des grandeurs finies L et L’ . Supposant la fonction EL(û, H ) connue, on a ainsi une transformation de renormalisation. Dans un tel système, Ern ne diverge que pour H -+ O, û O. I1 s’ensuit que la relation entre (e’, L‘) et (e,L ) définie Par -f

222

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

1V.B

doit avoir zéro pour point fixe, avec un comportement asymptotique en

quand L et L‘ tendent simultanément vers l’infini, leur rapport étant fixé. Le point fixe 8 = O correspond à une croissance linéaire de la longueur de corrélation ILavec L. De même, on peut avoir accès à l’exposant magnétique en étudiant le comportement à 0 = O, où &,(O, H ) diverge en IHI-l/yHavec y~ = k ( d :). La transformation (B.5) qui doit avoir H = O comme point fixe, engendre un comportement en

+

La méthode a ses vertus et ses difficultés. On évite la prolifération de nouvelles interactions par la transformation de renormalisation. En revanche, on n’obtient qu’une seule relation pour déterminer plusieurs inconnues (ici 8’ et H’). Cependant, dans le cas présent, on sait d’avance que le point critique est sur l’axe H = O, ce qui permet de déterminer 8, (= O) et d’étudier dors séparemment le comportement en H à 8 = 8, fixé. Une autre limitation est qu’il faut être capable de déterminer c L ( 8 , H ) . Cela a jusqu’à présent limité les applications pratiques à des systèmes à deux (ou peut-être trois) dimensions. A titre de vérification, considérons des rubans bidimensionnels de largeur L, avec conditions aux limites périodiques, et examinons dans ce cas la longueur de corrélation 51;(B) du modèle d’king. A l’aide des expressions du chapitre II, montrer que

Définissons alors p c ( L , L‘) et u(L,L‘) par

(B.10)

1V.B

223

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

I1 vient

(B.ll)

a2 in2 (u2 - i) Y ( L , L ‘ ) = 1 - -~ + ... 24L2 lnu

(B.12)

ce qui montre une convergence rapide vers les résultats exacts pour des rubans de taille modeste. Le choix optimal de u est une valeur aussi voisine que possible de 1, soit L = L’ f 1.

La technique exposée ci-dessus s’applique avec succès à une grande variété de problèmes bidimensionnels : percolation, localisation, modèle XU,... La relation (B.2), ou sa généralisation à d’autres observables, demande cependant une justification, qu’on peut en fait fournir dans le cadre d’une étude plus fine du groupe de renormalisation, du moins en dimension inférieure à quatre. En revanche, cette relation cesse d’être valable en dimension supérieure ou égale à quatre (plus généralement à partir de la dimension critique supérieure) comme on peut s’y attendre en remarquant qu’en grande dimension l’approximation du champ moyen prévoit une transition, même pour un système de taille finie. A titre d’illustration, considérons la limite n -+ O;) d’un modèle à symétrie û ( n ) ,examiné au chapitre III. Dans la phase de haute température, nous avons vu que dans un système infini, la longueur de corrélation &,(p) satisfait à la condition (B.13) Dans un ruban de taille L, les composantes transverses du moment prennent des valeurs discrètes multiples de 27rlL. En utilisant la relation de Poisson, on peut écrire une relation analogue à (B.13) pour la longueur de corrélation [ ~ ( pdu ) réseau fini

(B.14) où les vecteurs m l et n l , à ( d - 1)-dimension, sont à coordonnées entières. En isolant dans (B.14) le terme n l = O et en soustrayant (B.13), il vient

224

LOIS D’ECHELLE - MODELE X Y

1V.B

Dans la limite ,8 4 pc et L --+ m, ta tend vers l’infini et Bc

(B.29)

(2) Pour un système à symétrie discrète, on s’attend inversement à ce que EL croisse exponentiellement avec L pour p > Pc. Pour quelles raisons ? (3) Le rapport s = O), le champ fluctue autour d’une symétrique de haute température < O (et bien entendu go > O) se développe une valeur nulle. Pour valeur non nulle de cp dans l’état fondamental, ou aimantation spontanée, correspondant à la minimisation de $m:cp2 g0cp4/4!, soit M 2 ( ~ p ) = -6mg/go. I1 est clair qu’il s’agit de la description de champ moyen longuement étudiée ci-dessus. L’effet des fluctuations est de modifier les propriétés critiques en dimension inférieure ou égale à quatre. Ceci a conduit Wilson et Fisher à proposer pour ces dernières un développement dans un paramètre E = 4 - d supposé petit. Cette idée présuppose des propriétés de continuité (et même de différentiabilité) des exposants critiques en fonction de E qui n’ont de sens que dans le cadre d’un prolongement dimensionnel précis dont un exemple est fourni par le modèle sphérique (cf. chapitre III). Nous allons largement faire appel à la méthode des perturbations dans la constante de couplage go dans le but de justifier les propriétés de renormalisabilité, bien que nous ne puissions pas supposer au départ que ce paramètre soit petit. Ainsi que nous le verrons, ceci n’est pas le cas en dimension quatre. Quoi qu’il en soit, le seul modèle totalement compris est celui des fluctuations gaussiennes qui donne une première approximation de l’effet des déviations au champ moyen. Par exemple dans la phase de haute température, négligeant go, avec mi proportionnel à l’écart 8 à la température critique, la transformée de Fourier de la fonction de corrélation à deux points a la forme

(mi

mi

+

qu’on peut écrire

avec y=l

.=I

2

(5)

les exposants du champ moyen. En effet la susceptibilité est proportionnelle à la fonction de corrélation à moment nul. Quant à la fonction réduite g, régulière à l’origine, son argument est de la forme p [ , [ longueur de corrélation proportionnelle à e-”. L’étude de la fonction de corrélation (ou fonction de Green) à deux points permet donc d’atteindre deux des

~

232

GROUPE DE RENORMALISATION

v.l.l

exposants critiques, et les propriétés d’homogénéité qui seront justifiées dans le cadre du modèle continu, permettent alors d’obtenir tous les autres. I1 nous faut donc maintenant envisager l’effet des termes anharmoniques pour go > o.

1.2 Fonctions génératrices et analyse dimensionnelle Nous écrivons les probabilités relatives sans dimension exp(-S), où S est l’action, donc aussi sans dimension, comme l’énergie divisée par kT dans le language thermodynamique. I1 est convenu de repérer les dimensions en unité de moment (de nombre d’onde pour être plus précis, mais l’usage de la mécanique quantique avec ti = 1 a prévalu). Dans ce système les longueurs ont pour dimensions -1, de sorte que la dimension du lagrangien est

[Cl= d En examinant le terme cinétique on en tire la dimension du champ

En particulier cp est sans dimension pour d = 2, comme les angles du modèle X Y , tandis qu’il est de dimension 1 pour d = 4. De la sorte,

Plus &éralement, la constante de couplage gnl,nz à un terme additionnel ôn2cpn1aura une dimension

Le nombre ,ô, ,nz. est appelé degré canonique de l’opérateur correspondant (ce symbole ne doit naturellement pas être confondu avec celui de Kronecker!). L’usage (par référence à la théorie quantique des champs) est d’appeler opérateur une quantité locale construite à partir de champs et de dérivées de champs, bien que dans le contexte de la physique statistique, il soit plus naturel d’utiliser l’expression observable locale. Le degré dans (9) est égal à 2 si n2 est nul, quel que soit n1, en dimension deux. On constate qu’en dimension quatre (et au voisinage de cette dimension) les termes explicités dans le lagrangien (1) sont les seuls à avoir une dimension (un degré) positive ou nulle (négatif ou nul). Si l’on tient compte de l’invariance par rotation et de la symétrie ‘p + -y,il viendrait s’y ajouter cp6 en dimension 3. Ce terme est cependant dominé par le terme en (p4 pour ‘p petit, sauf si par accident le coefficient go de ce dernier vient à s’annuler. L’inclusion d’un tel terme permet d’étudier le passage d’une transition du second ordre à une transition du premier ordre. Ce phénomène appelé trieritique est étudié dans l’appendice A.

v.1.2

233

GROUPE DE RENORMALISATION

Le paramètre dimensionné microscopique étant le facteur de coupure l/a, les opérateurs de degré positif, qui ont un coefficient en A-&, semblent a priori négligeables pour A + m. Cette vue mérite d’être un peu corrigée en raison de divergences ultraviolettes possibles. Par exemple, ils ne peuvent être négligés dans la détermination de la température critique non universelle. On se convaincra tout de même qu’il ne modifient pas les comportements universels dominants, du moins au voisinage de d = 4. Au et go, on prix éventuellement d’une redéfinition des paramètres “nus” peut donc se limiter au lagrangien en cp4 dans l’étude des phénomènes à grande distance. On verra que la renormalisation agit comme un filtre, contractant les coefficients des termes inessentiels (c’est-à-dire de degré positif à l’ordre zéro) et ne laissant demeurer qu’une théorie caractérisée par un nombre minimum de paramètres essentiels. Cette discussion visant à justifier l’emploi de lagrangiens renormalisables pour la description des phénomènes critiques, est aussi tout à fait naturelle en physique des particules. Nous ignorons (provisoirement) les interactions à des énergies très élevées, ou des distances très petites. La possibilité de construire des modèles effectifs pour rendre compte des observations à une échelle donnée repose en définitive sur un quasi découplage entre cette échelle et celle d’énergies beaucoup plus considérables. Ces dernières ne contribuent alors qu’à fournir quelques paramètres dont la théorie effective de “basse” énergie ne saurait rendre compte, par exemple la valeur de la constante de structure fine en électrodynamique. Les fonctions de corrélations (ou fonction de Green, encore appelées fonctions de Schwinger dans ce contexte) s’obtiennent en couplant cp à une source extérieure h(x) (encore appelé champ extérieur). Ceci revient à ajouter au lagrangien un terme

A

N

mi

La dimension de h(x) est [h]= $(d

+ 2)

(11)

En présence de h, nous notons Z ( h ) la fonction de partition ou fonction génératrice des corrélations

Dans ces conditions les fonctions de corrélations à n champs (ou n points) seront définies par

234

GROUPE DE RENORMALISATION

v.1.2

Lorsque h -t O, et dans la phase symétrique, ne subsistent que des corrélations à un nombre pair de points, invariantes par translation, que nous écrirons alors, en omettant l’indice h et pour n pair

On notera qu’inversement,

La dimension canonique de G, définie sur l’ensemble Cp = O, après extraction de la distribution 6 ( c p ) , se déduit de celle de h

[G,] = d - w [h]= d - $ ( d + 2)

(16)

En particulier en toute dimension [G2] = -2 comme le montrait l’exemple !ibre (3). L’énergie libre lnZ(h) (par commodité notre définition differe par un facteur -l/p de la définition usuelle en thermodynamique) sert de fonction génératrice aux corrélations connexes. A la limite h = O,

Ces fonctions connexes ont évidemment même dimension que les fonctions de corrélations générales, dimension donnée par la relation (16) en transformée de Fourier. LA relation entre ces deux types de corrélations est celle des cumulants en mécanique statistique, permettant d’exponentier le développement (15). Nous supposons ces points familiers au lecteur, de même que le fait que dans le développement perturbatif, étudié plus loin, seuls apparaissent les diagrammes connexes dans l’expression des fonctions connexes, d’où l’origine de cette terminologie. Enfin dans un domaine fini (mais grand) ces quantités sont extensives, c’est-à-dire proportionnelles au volume. Une transformation de Legendre fait passer de l’énergie libre In Z( h), exprimée en fonction du champ extérieur h, à r(cp),fonctionnelle génératrice des fonctions de Green une particule-irréductibles, ou fonctions de

v.1.2

235

GROUPE DE RENORMALISATION

vertex. Conformément à l’usage nous notons cp l’aimantation spatialement variable, argument de I?, pour souligner l’analogie avec la variable muette d’intégration dans l’expression (2). En théorie perturbative les contributions des diagrammes correspondant aux fonctions de vertex sont amputés des facteurs associés aux lignes externes, et ces diagrammes ne peuvent être disconnectés en coupant une seule ligne externe. C’est à ce fait que se réfere la propriété d’irréductibilité à une particule. La fonction génératrice r(cp) est définie par

r(cp)= Sup h

{ 1d d xh(x)cp(x) - In Z(h)

(18)

En pratique on se contentera de vérifier la condition d’extremum, qui montre la réciprocité de la transformation

r(cp)+ In Z(h) =

1

ddxh(x)cp(x)

(1) Examiner la transformation de Legendre dans le cas d’une intégrale gaussienne. (2) Etablir les conditions de réciprocité de la transformation de Legendre

L’existence d’une limite non nulle pour 61nZ(h)/Sh pour h de signe donné tendant uniformément vers zéro, est le signal d’une brisure spontanée de la symétrie 2 2 . La valeur non nulle correspondante est l’aimantation spontanée uniforme, présente dans la phase de basse température. Pour h uniforme l’énergie libre est l’intégrale d’une densité constante. I1 en va de même pour r(cp)lorsque cp est uniforme. Nous écrirons dans ce cas

Le potentiel effectif V(cp),qui tient compte des fluctuations, généralise le terme correspondant du lagrangien (1)’c’est-à-dire $micp2 gocp4/4! Revenant au cas général, on obtient les fonctions de vertex en développant r(cp)suivant les puissances de cp, comme on développait In Z(h) en puissances de h pour avoir les fonctions connexes

+

236

GROUPE DE RENORMALISATION

v.1.2

(21) Selon l'usage, nous notons abusivement les fonctions et leurs transformées de Fourier par le même symbole. Dans le développement de ï ( c p ) autour de cp = O, décrit par (21)' n'interviennent évidemment que les termes avec n pair par symétrie. Ceci n'est plus le cas si on étudie son développement au voisinage d'une autre valeur, par exemple l'aimantation spontanée dans la phase ordonnée. La dimension de l'argument cp de ï est celle du champ, variable d'intégration, soit i ( d - 2 ) . Par ailleurs r(p)est bien entendu sans dimension de sorte que

+

[I',(xl, ...,x,)] =$(d 2) [ï,(Pl' ...,Pn)] =d - +(d - 2 ) = [Gn(Pi,...,Pn)l + 2 n

(22)

La relation entre dimensions des fonctions de vertex et des fonctions de Green correspond à l'amputation des facteurs correspondant aux lignes externes, comme on s'en convainc en explicitant la relation (19). En particulier [r2(p)] = 2, [r4(p)] = 4 - d. Plus généralement on peut rapprocher les relations (9) et (22)' ce qui montre bien que les fonctions de vertex généralisent les coefficients de couplage dans le lagrangien. Rien ne s'oppose en principe à l'introduction d'autres termes de source, analogues à ( l o ) , se couplant à d'autres combinaisons que le champ cp lui même. En particulier comme le paramètre de contrôle est mi, on est naturellement amené à considérer un terme de source couplé à $p2. On notera les fonctions de Green correspondantes avec insertion de cp2

[G,,,(p, q)] = [Gn] - 2r = d - i n ( d

+ 2 ) - 2r

La dimension vaut aussi pour les fonctions connexes. En particulier la chaleur spécifique est reliée à la fonction connexe GO,^ à moment nul, dont la dimension est d - 4. Les fonctions de vertex avec insertion de cp2

v.1.2

GROUPE DE RENORMALISATION

237

correspondent à une transformation de Legendre par rapport à la source du q) a pour dimension champ cp seulement. En transformée de Fourier l?n,T(p,

[r,,,]= [rn]- 2T = d - $z{d

- 2 ) - 2~

(24)

Dans toutes ces expressions la dimension est dite canonique pour la distinguer de celles dites anormales (ou encore dynamiques) associées aux propriétés d’homogénéité critiques. La renormalisation va éliminer le paramètre dimensionné de coupure A fourni par la régularisation, en l’absorbant dans des quantités définies & grande échelle. Les indications qui précèdent sont relatives au modèle lagrangien le plus simple, la théorie scalaire p4. La généralisation au cas où le champ prend ses valeurs dans un espace vectoriel ou matriciel, ou encore dans une algèbre de Grassmann, ne présente aucune difficulté de principe. Des difficultés peuvent cependant apparaître lorsque l’on essaie de définir proprement la mesure d’intégration de l’intégrale fonctionnelle et ceci peut être la source d’anomalies dans la réalisation de diverses symétries, qu’on aura l’occasion de rencontrer plus loin.

2. Méthode perturbative 2.1 Série diagrammatique Pour d > 4 le modèle gaussien du champ libre donne une description exacte du comportement critique. Malgré les difficultés qui ne manqueront pas de surgir, il est naturel, pour d voisin de quatre, de développer perturbativement fonctions de partition et corrélations en puissances des termes anharmoniques du lagrangien, c’est-à-dire de go. L’analyse de ce développement va permettre d’en extraire certaines propriétés générales. Définissons

ce qui permet d’écrire

Z ( h )=

/

Dpexp - {SO

=cy

+ SI -

/

ddx hp}

(/ddxC~($))n/Dpexp-{So-/ddxhcp}

n=O

238

v.2.1

GROUPE DE RENORMALISATLON

La dernière expression est une intégrale fonctionnelle gaussienne qui s’exprime en terme du propagateur libre Go explicité en (3) avec 0 remplacé par mi. De fait

J Dpexp - {So -

1

ddxhp} = 2 0 exp $

/

ddxddyh(x)Go(x- y)h(y)

20= detl/’Go(x - y)

(26) Le facteur de normalisation 20 requiert pour une définition précise une régularisation à courte distance ainsi qu’un facteur de coupure infrarouge, ln20 étant proportionnel au volume. 20 n’est pas égal à Z ( h = O) bien entendu. Moyennant (26) il vient alors

Z ( h ) = 2 0 exp

(- 1d d x L I (k)) exp

1

ddxddyh(x)Go(x - y)h(y)

(.27) En développant les deux exponentielles, et en effectuant les opérations de différentiation indiquées, nous obtenons la série perturbative formelle (avant régularisation). En particulier l’expression (27) contient implicitement les règles du théorème de Wick, qui correspondent au calcul de

ni

où la dernière somme porte sur (2n)!/2%! produits distincts, tenant compte de l’invariance de GOpar parité: Go(.) = Go(-x)). I1 est commode d’exprimer les règles perturbatives directement en transformée de Fourier pour les fonctions de vertex. Ces dernières, comme nous l’avons déjà mentionné, sont amputées des facteurs relatifs aux lignes externes correspondant aux arguments cp de la fonctionnelle de r(p).A chaque terme de (27) correspond un diagramme représentatif combinant des vertex (associés à chaque monôme de L I ) et des lignes (associées à chaque facteur Go dans (28)). On constate que seuls interviennent les diagrammes irréductibles (et connexes a fortiori) dans le calcul des rn. Dans le cas de l’interaction en p4,à chacun des vertex sont associés des facteurs -90 et ( 2 ~ ) ~ 6 ( C où , ) C, est la somme des impulsions internes ou

v.2.1

239

GROUPE DE RENORMALISATION

externes incidentes à ce vertex. On note qu’une ligne joignant un vertex à luimême (ou “tadpole’’) ne contribue pas à E,. L’un des facteurs de conservation des impulsions est cependant omis (cf. (21)). A chaque ligne interne est associée une impulsion d-dimensionnelle notée p, un facteur de propagation Go(p) = (p2 rn;)-l et une intégration d-dimensionnelle avec la mesure ddp/(2~)d. Ces règles de Feynman sont complétées par un facteur combinatoire qui résulte dans certains cas de la compensation incomplète des factorielles introduites dans la définition de l’interaction ‘p4/4!et dans le développement de l’exponentielle lorsqu’on applique le théorème de Wick. Ce facteur, dit de symétrie, qui vient diviser la contribution détaillée ci-dessus est l’ordre du groupe de symétrie du diagramme. Ce groupe correspond aux permutations des lignes et vertex internes (c’est-à-dire sans attaches aux lignes externes) qui laissent le diagramme invariant. On notera que les tadpoles donnent un facteur f . L’usage est de conseiller de revenir à la définition (27) chaque fois qu’on éprouve une hésitation sur les règles de Feynman. Des exemples de facteurs de symétrie sont donnés dans l’exercice suivant. On notera également que, selon la convention (19) les fonctions de vertex ont un facteur supplémentaire -1.

+

Une théorie à “zéro-dimension”. La fonct,ion de partition est une intégrale sur une seule variable rp

et correspond à la fonction génératrice des diagrammes vide-vide. Elle permet de vérifier les facteurs de symétrie. En effet les intégrales de Feynman correspondantes sont alors égales à l’unité. Le coefficient zn de (-9)” donne directement la somme des diagrammes d’ordre n (ici sans lignes externes) affectés de leur coefficient de symétrie

n=O

Ce résultat peut être vérifié en utilisant les facteurs de symétrie des diagrammes dessinés sur la figure 1. Ainsi

n = l

n=2 n=3

_1 -- -1

8 8 5 ._ 7- 1 1 1 _ +q+273 S22! 2 2.4! 5.7.11 - 1 1 1 2103 833! 248 8 . 2 . 4 !

+-+-

1 1 1 +-+-+-+25 243 223!

1 243

240

GROUPE DE RENORMALISATION

v.2.1

Figure 1: Diagrammes vide-vide contribuant à Z ( h = O) jusqu’à l’ordre g3.

et ainsi de suite. Dans ces expressions, les termes successifs correspondent aux diagrammes de la figure 1. On observera que zn croît comme nn . La série (30) est divergente mais asymptotique pour g + O. Le point g = O est une singularité essentielle de z ( g ) qui a une coupure sur le demi axe réel négatif, traduisant une instabilité pour g < O. Ces caractéristiques, évidentes dans le cas de l’intégrale simple (29) se généralisent aux intégrales fonctionnelles, où on s’attend pour les mêmes raisons à ce que la série des perturbations ne soit qu’une série asymptotique divergente. L’alternance des signes pour g > O permet cependant l’application de méthodes de resommations à la Borel. Etudier le développement perturbatif des intégrales analogues à (29) en présence d’une source extérieure.

Résumons les classes de diagrammes à utiliser pour le calcul des différentes quantités. (i) Fonctions de corrélation générales. Conserver les facteurs associés aux lignes externes pour tous les diagrammes, avec omission des parties disconnectées non rattachées aux lignes externes (diagrammes vide-vide éliminés par la division par Z ( h = O)). Fonction génératrice

v.2.1

GROUPE DE RENORMALISATION

241

(ii) Fonctions connexes obéissant aux mêmes règles en termes des diagrammes connexes, engendrées par

(iii) Fonctions de vertex. Pas de facteurs pour les lignes externes des diagrammes connexes irréductibles. Les premiers diagrammes des fonctions de vertex à 2 et à 4 points sont représentés sur la figure 2, et leur contribution sera calculée dans la section suivante. La fonction génératrice est donnée par la transformée de Legendre F ( h )

En dehors des facteurs combinatoires et du problème de l’énumération des diagrammes, tâche relativement aisée aux ordres les plus bas, la partie essentielle des règles perturbatives concerne l’intégration sur les facteurs de propagation. Le calcul des intégrales (de Feynman) correspondantes est en général difficile et utilise selon les circonstances tout un arsenal d’artifices développés pendant plusieurs décennies. Sauf cas exceptionnels ces intégrales ne s’expriment pas en termes de fonctions spéciales simples. 2.2 Classement topologique Une fonction de Green à n points, en transformée de Fourier, dépend de n vecteurs à d-dimensions de somme nulle en raison de l’invariance par translation. Si le facteur de coupure est introduit de manière à respecter l’invariance par rotation, ce que nous supposerons par la suite, la fonction s’exprime en terme des n(n - 1)/2 invariants pi.pj, i 5 j 5 n - 1. En dimension entière, pour n - 1 2 d 1 il existe nécessairement d’autres relations linéaires entre les vecteurs pi qui s’expriment en disant que la matrice {pi.pj}, 1 5 i , j 2. Si initialement rng = O, l’intégrale n’est donc jamais définie. Cependant si on conserve mz > O, l’intégrale a un sens pour d < 2, et se prolonge en une fonction méromorphe de d, avec pôles simples en d = 2,

4,...

Puisque la dimension de go est 4 - d , g0mt-2 = (g0mf4)m0a bien la dimension 2 caractéristique de la fonction irréductible à deux points. E n dimension entière paire l’expression (48) est dêpourvue de sens en raison des singularités ultraviolettes. C’est ici qu’il faut faire appel à une régularisation ultraviolette, souvenir minimal du réseau. Pour ce faire, il suffit de supposer que, dans l’intégrale sur a , une région de l’ordre de grandeur (0,Ap2) ne contribue pas à l’intégrale. Pour cela introduisons dans cette intégrale une fonction X A ( ~ ) qui vaut 1 pour a 2 A-2, et s’annule avec un nombre suffisant de ses dérivées à a = O. L’arbitraire d’une telle fonction reflète l’arbitraire sur la régularisation qui ne doit pas affecter les propriétés A-l. Un critiques universelles à des distances grandes par rapport à a , celui d’une fonction saut choix particulier brutal pour la fonction X A ( ~ ) est de Heaviside û(a - A-2). Alors N

V.2.3

247

GROUPE DE RENORMALISATION

d-2

4 ( d - 2)(d - 4 )

($)

d-4

e-m0/A2

+

(49) Les termes explicités se prêtent alors à une évaluation au voisinage de d = 4 dans la limite A/mo > 1, où nous obtenons en développant exp(-mg/A2),

(50) et pour d = 4

( d =4)

(51)

Grâce au facteur de coupure R 2 , le pôle à d = 2 s’est traduit par un terme quadratiquement divergent ultraviolet et celui à d = 4 par un terme logarithmiquement divergent.

Les divers phénomènes observés dans ce cas simplejusqu’à la caricature, vont se généraliser à des intégrales plus complexes comme celles, encore relativement aisées de la fonction, à deux points à l’ordre de deux boucles. Les deux diagrammes irréductibles ii et iii de la figure 2a donnent les contributions

‘2.

=

J

ddq m q 2

m2d-6

= -ag:$-+r(l-

1

+ mg

ddk

J ~d

1

(k2 + mg)2

d / 2 ) r ( 2- d / 2 )

(52)

248

V.2.3

GROUPE DE RENORMALISATION

Pour d < 3, on peut utiliser les propriétés d'homogénéité en ai en insérant dans l'intégrand un facteur 1=

1"

dXS(al

+ a2+ as - A)

changer ai en Xai, et intégrer sur A, (c'est là que la condition d la convergence ultraviolette à X petit). Ceci conduit à

Analyser la condition de convergence ultraviolette, d l'aide d'arguments dimensionnels.


O protège des divergences infrarouges, tandis qu'apparaissent des divergences ultraviolettes à a petit. A d = 3, il y a divergence logarithmique dans la valeur à moment nul, et l?$(p)- î $ ( O ) est fini. En revanche à quatre dimensions la valeur à moment nul est quadratiquement divergente comme l'était I?$ et d r z (0)/dp2 est encore logarit hmiquement divergent. C'est ce qui conduira à la renormalisation de fonction d'onde, qui dans la théorie 'p4 n'apparaît ainsi qu'à l'ordre de deux boucles.

V.2.3

a3

GROUPE DE RENORMALISATION

249

En introduisant un facteur de coupure A dans les intégrales sur al, a2, calculons ces termes à d = 4

où C(p2) s'annule, avec sa dérivée, à l'origine. Evaluons les parties singulières des constantes A et B. Nous définissons

Alors

Profitant de la symétrie de l'intégrale dans les permutations des variables al, 0 2 ' 0 3 il nous suffit de la calculer dans le secteur a3 > a2 > a1 > 1. Choisissons comme variables les rapports successifs .3/a2 = z , a2/a1 = y, a1

= x,

où nous avons pris dans la dernière expressions u = qx, comme variable d'intégration, et

Le comportement singulier de A lorsque q d'intégration u petit où

De fait on a la table

-+

O provient de la région

250

GROUPE DE RENORMALISATION

V.2.3

I1 s'ensuit que

avec

Pour évaluer $1 et $9, notons que

On peut séparer la dernière intégrale en deux termes (PI et 9 2 , correspondant à la décomposition

En se souvenant que la constante d'Euler y est donnée par y = -I"(l) on peut encore écrire

=-

JI"

dt l n t e-t

(59)

V.2.3

GROUPE DE RENORMALISATION

251

soit en définitive cp2(u)= i ( l n u + y - 1 + 3 1 n 3 - 1 n 2 ) + 0 ( u i n ~ u )

En rassemblant ces résultats

=

$1

2

$2

= i(r - 1- l n 3

+ 31n2)

et

A

--

mi

(31n

A2 A2 A2 9) 7 - $ ln2 -+ 3[ln2 - 1 + y] In + fini m;

(60)

m0

Passons maintenant au coefficient B dans (55). On a

=- 6 l

O0

dx -e-z$(x) X

=64(0)lnv+ fini

où $(O) est fini

O0

dz

- 1-

et A2

B=-$ln-+fini m;

Ceci complète le calcul des termes singuliers en dimension 4 dans îs(p2). (1) Montrer que lorsque d = 3, on peut encore écrire

252

V.2.3

GROUPE DE RENORMALISATION

9' r;(p2)= 6 ( 40 ~ {A ) ~ + B~~ + ~ A' mi

2a B- = --m

A = 2ain - +fini

27

( ~ 2 ) )

-2

c = O(p4)

O

Bien entendu seul A est divergent logarithmiquement, et go ayant la dimension d'une masse, le crochet est sans dimension. (2) Si mg = O, r s ( p ) est convergente pour 2 prolongement analytique s'écrit alors

< d < 3. Montrer que son

qui se comporte comme r",p2,mg = O )

-

d-4

2(~2)d-4 -- 1 6 ( 4 ~'Op) ~ 2(d - 4)

lorsque d -+ 4. Si nous appelons G(p2) le coefficient de -gip2/6(4n)d alors la quantité G(p2) - G ( P 2 ) a une limite lorsque d -+ 4 P' iim c ( p 2 ) - G(P') = + i n -

d-4

P2

résultat qui est à rapprocher de l'expression (62) pour le coefficient B. Dans la théorie régularisée à 4 dimensions nous avons en effet

avec

pour A' grand, avec g fini et sans dimension comme G. Si nous formons, pour mi

< p2, P2 < A', G ( p 2 , m i , A 2 )- G(P2,m$,A2)= g(p'/mi) - g ( P 2 / m i )

le résultat précédent montre que nous pouvons passer à la limite m: qui compte tenu du coefficient, implique que pour p2 > mz

-+

O, ce

V.2.3

GROUPE DE RENORMALISATION

G(p2,

mi, A’)

-a

i

2’

253

m2 + - In - - In 2 ; i n - P2 A2

m0

A2

Calculons la fonction à quatre points jusqu’à l’ordre d’une boucle. On a successivement (figure 2b)

r$ = go

(66)

+

Afin d’alléger les notations, posons p2 = (pl pi)2et désignons par F(p2) l’intégrale, coefficient de -g,2/2. On peut encore écrire

Dans le cas m i = O,

On note une divergence infrarouge à d = 2. Au voisinage de d = 4,on voit que la quantité F ( p 2 , m i = O) - F(p2,m; = O) a une limite égaie à

On peut d’ailleurs calculer la même divergence logarithmique pour d = 4 dans la théorie régularisée où

Pour A2 -+

00,

1 2 F(p2= O, mo, A2) = -

A2 - ln2 - 1- y + O(% In -)} A2 m i

(72)

254

V.2.3

GROUPE DE RENORMALISATION

Dans ces conditions, tenant compte du fait que F est sans dimensions

1 F( p 2 , m i, A 2 )= -In(4nl2

A2 m$ +f(-) P2 P2

Comme la combinaison F(p2,mg, A2) - F ( p 2 ,mg, A2) a une limite lorsque mg 3 O, cette dernière est égale à P2 lim F( p 2 , m $ , R 2) F (p2 , mi , A2 )= -- 1 In rn:-+O (47rI2 P2

en accord avec (70). Nous voyons ainsi la relation entre comportement ultraviolet et théorie de masse nulle. Plutôt que de multiplier les exemples résumons la méthode d’évaluation décrite ci-dessus. Elle repose sur une représentation paramétrique du propagateur, une intégrale gaussienne sur les moments de dimension d et une étude, dans chaque secteur ordonné des paramètres, du comportement ultraviolet à (Y -+ O. Les a grands sont contrôlés par les masses internes du type mi. Nous aurons l’occasion de revenir sur ces évaluations.

2.4 Facteurs associés à un groupe d’invariance

A tire d’intermède donnons quelques indications et exemples, dans le cas d’un modèle à symétrie interne O ( n )décrit par des variables dynamiques = {al,.. .,@ n } avec une interaction (a2))”. Les fonctions vectorielles de corrélations dépendent alors, en plus des moments, des indices il, ..., in attachés aux champs externes avec une symétrie dans la permutation simultanée de ces indices et des moments. En outre, les contributions des diagrammes sont affectées de polynômes en n de degré au plus égal au nombre de boucles, résultant des contractions et sommations sur les indices internes. C’est ainsi que la fonction à deux points (dans la phase symétrique) est diagonale dans l’espace des indices internes avec (diagrammes de la figure 2a)

+

r2,ij(p2)=aij {p2 + m i + +

9

0

6

2(n+2)2 - 90 -

I

Jm + TJ m + J m

n+2

ddq

q2

ddq

mi 1 92 mg

ddk

1 (k2 mg>2 1 dd9ddk ( 2 ~ [q2 ) ~mg][k2 ~ mi][(q k - P ) ~ mg]

+

+

+

+

+

+ e * * }

(73)

V.2.4

GROUPE DE RENORMALISATION

255

Les coefficients ont été obtenus en suivant les contractions des indices externes avec ceux des lignes internes selon les règles de Feynman.On peut obtenir des règles de somme sur ces coefficients en examinant le modèle en dimension nulle. Par exemple, pour la fonction à deux points on écrira 6ij = J dn+ @ i @ j exp - { $G2 + (ai@.) = j r J dn+ exp - { $a2+ &go(+2)2}

(74)

D’où

+

+

+ 4 ) +...

(n 2)(n n 2 =1+ 9 0 7 - go 36

qui est bien en accord avec (73) lorsqu’on remplace les intégrales par l’unité. En utilisant la représentation

r = i + go-

so” dx xnI2+l exp -

sr

dxxn12 exp - (x

+ $2’)

montrer qu’on a aussi le développement en fraction continue

r=i+

+

( n 2)u

+

( n 4). (n+6)u

ce qui fait qu’en posant u = go16

On observe que pour n = -2, rationnelle en go

r

= 1 et que pour n = - 2 p c’est une fraction

De même pour la fonction à quatre points (figure 2b)

256

GROUPE DE RENORMALISATION

v.2.4

En particulier lorsque les moments externes sont nuls, la fonction à quatre biiiz soit points est proportionnelle à la combinaison

Montrer que dans le modèle à zéro dimension avec u = $go, on a

r

défini par (74) et

Le dernier crochet se développe selon

I1 existe bien entendu une très grande variété de modèles avec indices internes et divers types de symétrie. Par exemple, nous aurons par la suite l’occasion de rencontrer des systèmes où les variables dynamiques sont des matrices. 2.5 Comptage de puissances Nous voulons généraliser les observations faites ci-dessus qui portaient sur quelques cas particuliers, concernant le comportement ultraviolet des intégrales perturbatives, en supposant toujours mi # O. Revenant à la représentation en termes de moments, nous supposerons ces derniers dilatés par le même facteur. Considérons un diagramme d’ordre 21 (nombre de vertex) pour une fonction de vertex à n points. On se rappelle que si 1 désigne le nombre de lignes internes, le nombre de variables d’intégration 1 est B I= 1 - w 1 = 1 w - p. Dans le cas de l’interaction en ‘p4, à chaque vertex est associé un facteur go de dimension 4 - d. Dans des cas généraux d’interaction locale ceci pourraît être généralisé à un polynôme dans les moments des lignes incidentes au vertex. I1 pourrait en être aussi le cas du propagateur affecté aux lignes internes si nous étudions des champs autres que scalaires. Rappelons enfin que la dimension de r n est

+

+

V.2.5

257

GROUPE DE RENORMALISATION

L’intégrand comporte 1 dénominateurs quadratiques et B éléments de volume à d-dimensions. Une condition nécessaire (mais non suffisante) de convergence ultraviolette est donc que le degré w = Bd - 21 = d - $n(d - 2) - w(4 - d ) = d, - v(4 - d)

(83)

in.

soit négatif. En outre il n’y a intégrale que si B 2 1, soit w 2 L’interprétation de la formule (83) est évidente: le degré w de l’intégrale est tel que son produit par go” ait la dimension de .,?I Si w est négatif le diagramme est dit superficiellement convergent: il en est toujours ainsi lorsque d < 4 à un ordre suffisamment élevé de la théorie des perturbations. Puisqu’il y a alors, en variant n et w, un nombre fini d’intégrales superficiellement divergentes on dit que la théorie est super-renormalisable. En dimension 4, le degré w est indépendant de w,et positif ou nul pour n 5 4. La théorie est alors dite renormalisable. Enfin en dimension plus grande que quatre la théorie n’est pas renormalisable, et les divergences ultraviolettes deviennent de plus en plus sévères avec l’ordre de la perturbation. Corrélativement, nous l’avons déjà vu, le comportement à grande distance devient trivial. On appelle fonctions primitivement divergentes, les fonctions de vertex dont le degré superficiel de divergence au premier ordre non trivial de la théorie des perturbations est positif ou nul, soit d 2 n. Pour d = 4 il s’agit des fonctions à 2 et 4 points et, pour d = 2 ou 3, de la fonction à deux points. Classer les diagrammes divergents en 2 et 3 dimensions.

I

w=o

w = l

d=3

Dans le cas d’un modèle scalaire, un degré superficiel de divergence non négatif entraîne la divergence de l’intégrale. Mais la réciproque est évidemment fausse. Par exemple les fonctions à plus de quatre points seraient convergentes pour d = 4. I1 n’en est rien. La raison en est que

258

GROUPE DE RENORMALISATION

V.2.5

certaines sous-intégrales peuvent diverger. Une étude approfondie de la question, qui est l’un des aspects techniques essentiels de la discussion perturbative, conduit au résultat suivant. (i) I1 se produit une divergence si e t seulement si un sous diagramme irréductible a un degré positif ou nul. Pour d < 4 il s’agit d’insertions de fonctions irréductibles à deux points (dits d’énergie propre). Pour d = 4 il s’agit de sous diagrammes irréductibles à deux et quatre points. (ii) Si le degré d’un diagramme ainsi que celui de tous ses sous diagrammes irréductibles est négatif, l’intégrale converge comme on s’y attend. Pour maîtriser ces divergences ultraviolettes on a vu qu’une étape intermédiaire consiste à introduire un facteur de coupure A, présent de toute f q o n dans la version sur réseau par exemple. Les divergences se manifestent alors par l’apparition de puissances (positives) de A et de In A dans le calcul des intégrales. I1 va falloir définir un processus de soustraction pour obtenir 00. des résultats finis dans la limite A Nous aurons encore à considérer des fonctions de vertex avec insertions d’opérateurs composites, en particulier $p2, que nous allons discuter ici. On se souvient que si l’on note rn,rla fonction à T insertions -f

1 (84) 2 Le degré superficiel de divergence d’une contribution perturbative à l’ordre v est donc = d , - 2r E d - -n(d - 2) - 2r

w = d, - 2r - ~ (-4d )

(85) On constate une amélioration (une diminution) du degré superficiel de divergence avec le nombre d’insertions. A quatre dimensions î2,1 est logarithmiquement divergent à tous les ordres. Par exemple à l’ordre d’une boucle (figure 3)

Figure 3 : Premier diagramme contribuant à r2,1.

V.2.5

GROUPE DE RENORMALISATION

259

La contribution î&est bien logarithmiquement divergente. On note que I’2,1(p, -p, O ) est la dérivée de la fonction à deux points par rapport m i , c’est-à-dire ü E j / d m ~ . La fonction î ~interviendra , ~ dans le calcul de la chaleur spécifique. A l’ordre v son degré superficiel de divergence est w = -(1

+ v)(4 - d )

(87)

C’est-à-dire qu’elle est convergente ultraviolette à tous les ordres pour d < 4 et divergente ultraviolette à tous les ordres (y compris zéro) en dimension 4. Enfin ï o , 1 est une constante divergente qui n’intervient pas comme contribution aux sous diagrammes dans les fonctions de corrélation, puisqu’elle n’a pas de lignes externes du champ ‘p. Cette discussion s’étend bien évidemment aux insertions d’opérateurs composites plus complexes.

2.6 Renormalisation perturbative En dimension d < 4 les divergences ultraviolettes n’affectent que la fonction à deux points, qui apparaît aussi comme sous diagramme dans le calcul perturbatif des autres fonctions de corrélation. Cependant au point de départ, c’est-à-dire en dimension quatre, des divergences apparaissent aussi dans la fonction à quatre points qui gouverne la constante de couplage. Nous allons donc procéder à la renormalisation selon le schéma quadridimensionnel. Même si certaines soustractions semblent alors superflues en dimension inférieure, elles auront d’une part la vertu d’autoriser un prolongement dimensionnel continu et nous verrons par ailleurs qu’elles jouent un rôle efficace pour contrôler le comportement infrarouge pour d < 4. La méthode de renormalisation peut être présentée abstraitement en prescrivant les soustractions au niveau des intégrands des intégrales perturbatives, évitant ansi tout à la fois l’exigence d’une régularisation et l’apparition de termes infinis. C’est la technique développée par Bogoliubov, Hepp, Parasiuk et Zimmerman. I1 est cependant plus instructif pour ce qui suit de considérer d’abord une théorie régularisée. I1 s’agit alors de réexprimer le développement perturbatif (considéré comme une série dans le paramètre topologique nombre de boucles) en termes de quantités renormalisées ou “physiques”, ici la masse, ou plutôt l’inverse de la longueur de corrélation, et la valeur de la fonction à quatre points, dans une configuration fixée de moments, ou constante de couplage renormalisée. Soient m et g ces quantités renormalisées qui se substitutent aux valeurs “nues’’ mo et go, qui apparaîssaient initialement dans le lagrangien. Si en outre on change de manière appropriée l’échelle des champs (processus aussi appelé “renormalisation de fonction d’onde’’) par un facteur ZtJ2: ‘p = Z,112(PR, on obtiendra des expressions finies, indépendantes de A, où toutes les divergences sont

260

GROUPE DE RENORMALISATION

V.2.6

contenues dans la relation entre m, g et 21 d’une part et mo, go, A, d’autre part. Les fonctions de Green renormalisées, corrélations des champs p~ sont fonctions des moments, de m et de g. Elles définissent ces dernières quantités à l’aide de conventions de normalisation. Dans une théorie massive, ces conventions consistent naturellement à donner la valeur de certaines fonctions de vertex et éventuellement de leur dérivées à moment nul. Ceci est en accord avec un point sur lequel nous n’avons pas encore insisté, à savoir que les termes potentiellement divergents des fonctions avant renormalisation sont au plus polynômiaux dans les moments, comme l’indique le comptage de puissance. Ceci entraîne l’importante conséquence que les contre-termes , dans le lagrangien, si on désire l’exprimer en fonction de m, g, et p ~sont de nature locale. La localité est un ingrédient crucial dans une théorie des champs, car elle permet de contrôler les quantités renormalisées à l’aide d’un nombre fini de paramètres. I1 faudra changer ces conventions si on désire étudier directement la théorie critique de masse nulle, comme on le fera par la suite, en imposant des conditions à moment non nul. Aux trois divergences primitives des fonctions à deux et quatre points, nous faisons donc correspondre dans la théorie massive les trois conditions

Nous avons choisi la normalisation de rq“de telle sorte que g soit sans dimension à la différence de go. En dimension quatre, ces trois conditions répondent aux trois divergences primitives à savoir les divergences quadratique et logarithmique de r2, la divergence logarithmique de I’4. La relation entre fonctions de corrélations “nues” régularisées et fonctions renormalisées s’écrit, pour A -+ CO,

La première relation vaut aussi pour les fonctions connexes. On appelle 21 le facteur de renormalisation de fonction d’onde, dépendant bien sûr de A. Les quantités mi, go et 21 se calculent à leur tour perturbativement, compte tenu de (88) et (89), en fonction de m2,g et A sous forme de séries perturbatives. Les conventions de normalisation sont telles qu’à l’ordre des arbres ( B = O) il y ait identification entre corrélations nues et renormalisées

V.2.6

261

GROUPE DE RENORMALISATION

avec ,;(O)

=m2 (0) 90

-*4-d 9

210)

(91)

=I

De la sorte, les premiers termes des développements de I?? et :?I

sont

I1 s’ensuit qu’aux ordres suivants les conditions de normalisation se transforment en conditions homogènes. On peut traduire ces opérations en exprimant le lagrangien en termes du champ renormalisé, de m, g et A sous la forme

Cette expression contient des contre-termes d’ordre B = 1, 2,..., dont l’effet est à prendre en compte ordre par ordre. Par exemple, à l’ordre d’une boucle, il faudra inclure l’effet des contre-termes d’ordre 1, tandis que les vertex et propagateurs seront calculés à l’ordre zéro. On conçoit qu’aux ordres plus élevés cette méthode des contre-termes résolve un problème combinatoire complexe impliquant des soustractions internes aux diagrammes. A titre d’exemple calculons les différentes quantités à l’ordre un

r4(1)(Pl’P2,P3,P4)=

262

V.2.6

GROUPE DE RENORMALISATION

I1 s’ensuit d’abord que

puis en se référant à (71) et (72)’

3

4-d

2

Tm

={ 3

2-

1

z g (4T)2

1 r ( 2-d/2) (47r)W 112

(In - - ln2 -y - 1) m2

d

d (figure 4). Pour éviter des divergences infrarouges incontrôlées, il faudra donc, lorsque d < 4, conserver une masse m différente de zéro. Dans ce cas la théorie critique apparaîtra comme une situation où p / m > 1 et p / A < 1. Du point de vue de la théorie renormalisée où l’échelle A a été absorbée dans la redéfinition de T, par l’emploi de la longueur de corrélation m-l, et d’un changement d’échelle des champs (de l’aimantation), la seconde condition p / A < 1 est automatiquement satisfaite, et la première indique qu’il y aura une relation entre comportement critique et analyse de la théorie de courte distance à l’échelle l / m . On note au passage que pour se ramener à l’échelle 8 des déviations de la température à T,,il sera nécessaire de connaître de façon directe ou indirecte la relation entre m et mo. Ces indications suggèrent la façon dont vont être levées les objections soulevées ci-dessus. Choix d’un

266

GROUPE DE RENORMALISATION

V.3.1

Figure 4 : Chaîne de bulles conduisant à des divergences infrarouges à masse nulle.

paramètre de développement g renormalisé sans dimension dont on a de bonnes raisons de penser qu’il reste fini quel que soit go 2 O. Maintien à d < 4 dans la région symétrique (de haute température) d’une masse finie et discussion du comportement ultraviolet. Pour d = 4 l’obstacle des divergences infrarouges n’est pas là. On pourra donc directement étudier la théorie critique, qui comme nous le verrons est attachée à la limite g + O. E n ce sens on peut parler de théorie asymptotiquement libre infrarouge à quatre dimensions. On pourra alors procéder à un développement double en get~=4-d. Pour présenter les applications de la renormalisation aux phénomènes critiques nous avons donc le choix d’une étude à d < 4 fixé (2 ou 3)’ ou bien celui du développement en E . Nous choisirons d’exposer d’abord le premier point de vue. Supposons donc d < 4,m > O; nous allons voir que la théorie critique correspond à la limite où go tend vers l’infini. L’hypothèse essentielle que nous allons faire .est que les corrélations renormalisées selon le schéma qui prévalait à d = 4, renormalisation de masse, de constante de couplage et de fonction d’onde, restent finies lorsque go m. Cette hypothèse parait justifiée pour d voisin de quatre. De même qu’en mécanique quantique l’amplitude de diffusion tend vers le terme de Born à grande énergie, la super-renormalisabilité de la théorie ‘p4 suggère que, à moments tendant vers l’infini, les fonctions de Green tendent vers les premier termes de leur développement perturbatif. En particulier la fonction de vertex à quatre points tend vers go + CO. L’hypothèse revient à dire que lorsque le comportement ultraviolet devient divergent le comportement à moment fini reste fini. .-)

Pour étudier cette question, nous allons considérer l’effet d’un changement d’échelle sur les fonctions de corrélation. Puisque rn est fini nous pouvons effectuer ce changement d’échelle en variant la masse à go et A fixées. Appliquons l’opérateur m& à une fonction nue

lgo,A

V.3.1

GROUPE DE RENORMALISATION

267

Les fonctions de corrélation nues et renormalisées sont reliées par

Définissons les quantités sans dimension

I1 vient en reportant dans la relation (106)

On observe que /j et y1 (et y2 qui n’intervient pas encore), a priori fonction de g et m / A , sont indépendants de n et de l’ensemble des moments p . En particulier si nous choisissons n = 2 et p = O, rF(p = O;m,g) = m2. Par conséquent puisque r& (p = O, q = O; m7g ) = i (2 - y1)m2 = z,m

Puisque toute référence à la théorie nue a disparu de la formule ci-dessus, les coefficients p et 71 ne peuvent que dépendre de g ou être infinis. Cette dernière possibilité peut être exclue en les exprimant à l’aide de fonctions de vertex renormalisées en des points particuliers. Nous obtenons ainsi la relation

268

GROUPE DE RENORMALISATION

V.3.1

Une forme équivalente de ces équations fut d’abord établie dans le contexte de l’électrodynamique quantique, à partir d’une discussion sur l’arbitraire des conditions de normalisation; puis le sujet fut ressuscité par Callan et Symanzik dans l’analyse des anomalies à l’invariance d’échelle. I1 s’ensuit que les coefficients fi, y1 et 72, qui dépendent partiellement des conditions de normalisation, possèdent des séries perturbatives en g finies. Les équations (109) ne mettent en jeu que des quantités renormalisées et restent valable àd=4. La dérivation de ces équations exploite la renormalisation multiplicative des champs et le fait que toute référence au facteur de coupure dimensionné A disparaît de la théorie renormalisée exprimée en fonction de m et g. La renormalisation multiplicative est responsable de l’apparition du facteur n ( g ) , relié à la dimension anormale de cp, de même que 72(9) l’est à la dimension anormale de ?p2. Le phénomène intéressant est l’apparition d’un facteur ,û(g). I1 s’ensuit qu’une transformation d’échelle doit s’accompagner d’un flot de constante de couplage (et ceci se généralise évidemment au cas multidimensionnel de plusieurs constantes de couplage). Ce flot possède des points critiques (où ,B(gc) = O ) qui vont jouer un rôle déterminant d’attracteur ou de répulseur. Que ceci soit le cas, n’est pas complètement inattendu pour d < 4, si on considère que le couplage initial dimensionné devait réagir à un changement d’échelle. Le fait peut être plus surprenant est qu’il en soit encore ainsi à d = 4, où go comme g, est sans dimension. Mais il traduit alors le fait que, sous-jacente à la théorie renormalisée, la théorie régularisée possède une échelle A dont p(g) est alors la trace à la limite A -+ 00. Enfin il est bon d’observer que, pour m # O , la présence d’un second membre à (109) entraîne que cette équation n’est que la première d’une hiérarchie qui met en jeu de plus en plus d’insertions de $p2. Ces équations prennent la forme

Dériver l’équation (110).

L’utilité de ce système d’équations couplées en paraît du coup affaiblie, sauf si on peut trouver des régions dans l’espace des moments où les fonctions des seconds membres sont négligeables. Considérons par exemple la relation (109). Bien que la configuration des moments dans la fonction du second membre soit “exceptionnelle”, puisque l’un d’entre eux s’annule, un théorème dû à Weinberg affirme que dans la région ultraviolette, où tous les p sont simultanément grands, r’E,l(p,O) est d’ordre p-21?n(p), à des puissances de l n p près, terme à terme perturbativement. Pourvu que ces

V.3.1

269

GROUPE DE RENORMALISATION

logarithmes ne se resomment pas pour compenser ce facteur P - ~ ,on pourra alors effectivement négliger ce second membre dans la région en question. I1 y aura d'ailleurs la possibilité de vérifier la cohérence de cette procédure en effectuant le même raisonnement sur l'équation suivante de la hiérarchie. Enfin au voisinage de quatre dimensions on pourra en appeler au fait que les déviations aux dimensions canoniques sont par hypothèse d'ordre (4 - d) ou plus élevées. (1) Traduire la relation (108) en une équation reliant constantes de la renormalisation

22

aux autres

(2) A la limite A + CO, g ~ / r n ~est- ~fonction de g seulement (si g et m sont finis), en sorte qu'on peut obtenir B ( g ) pour d < 4 par la relation (cf.(107))

Comme pour g -+ O, g ~ / r n ~tend - ~ vers g, il s'ensuit que

Calculons à titre d'illustration les coefficients ,B, 71,?2 à l'ordre d'une boucle. Pour cela nous récapitulons les expressions de go, 2,'2 2 et mi à cet ordre dans un tableau où figurent les expressions pour d < 4 et d = 4. De plus nous insérons les facteurs relatifs au cas du modèle à symétrie O(n)

(114~)

I

2 2

+

n 2 r ( 2 - d/2) =1- 9+' 6 ( 4 ~ ) ~ / ~

270

V.3.1

GROUPE DE RENORMALISATION I

n

+ 81n 9 - ln 2 - 1- y g 2 + . . . A2

go =g+ -

6

21 =1

d=4